La tropopausa térmica en el sur de sudamérica: cl

La tropopausa térmica en el sur de sudamérica:
climatología, variabilidad y relaciones con la
troposfera media y la baja estratósfera
Yuchechen, Adrián Enrique
2009 03 27
Tesis Doctoral
Facultad de Ciencias Exactas y Naturales
Universidad de Buenos Aires
www.digital.bl.fcen.uba.ar
Contacto: [email protected]
Este documento forma parte de la colección de tesis doctorales y de maestría de la Biblioteca
Central Dr. Luis Federico Leloir. Su utilización debe ser acompañada por la cita bibliográfica con
reconocimiento de la fuente.
This document is part of the doctoral theses collection of the Central Library Dr. Luis Federico Leloir.
It should be used accompanied by the corresponding citation acknowledging the source.
Fuente / source:
Biblioteca Digital de la Facultad de Ciencias Exactas y Naturales - Universidad de Buenos Aires
UNIVERSIDAD DE BUENOS AIRES
Facultad de Ciencias Exactas y Naturales
Departamento de Ciencias de la Atmósfera y los Océanos
LA TROPOPAUSA TÉRMICA EN EL SUR DE
SUDAMÉRICA: CLIMATOLOGÍA, VARIABILIDAD, Y
RELACIONES CON LA TROPOSFERA MEDIA Y LA
BAJA ESTRATÓSFERA
Tesis presentada para optar al título de Doctor de la Universidad
de Buenos Aires en el área de Ciencias de la Atmósfera
Adrián Enrique Yuchechen
Director de Tesis: Pablo O. Canziani
Consejera de Estudios: Susana A. Bischoff
Buenos Aires, 2009
LA
TROPOPAUSA
CLIMATOLOGÍA,
TÉRMICA
EN
VARIABILIDAD,
EL
Y
SUR
DE
SUDAMÉRICA:
RELACIONES
CON
LA
TROPOSFERA MEDIA Y LA BAJA ESTRATÓSFERA
Resumen
En este trabajo se analiza el comportamiento de la tropopausa térmica en la
región sur de Sudamérica. La región de estudio está delimitada por ≈16ºS – 53ºS y
≈43ºO – ≈71ºO. La base de datos utilizada cubre el período 1973-2007 y consiste en
datos de radiosondeo de Argentina, sur de Bolivia, sur de Brasil, Chile e Islas Malvinas.
A las variables utilizadas se les aplica un método de selección que descarta valores
potencialmente erróneos. En primer lugar se presentan los campos estacionales de
valores medios y de variabilidad para distintos parámetros de las tropopausas simples y
dobles. En este último caso se designa como tropopausa inferior (superior) a la ubicada
más abajo (arriba). Los campos medios revelan que la tropopausa simple disminuye su
altura con la latitud y que adopta una posición intermedia entre las tropopausas inferior
y superior. Por otro lado, la tropopausa superior (inferior) se eleva (desciende)
arqueándose hacia la estratósfera (troposfera) a medida que aumenta (disminuye) la
latitud, una configuración que favorece el ingreso de aire estratosférico hacia la
troposfera. En cuanto a la variabilidad, la tropopausa simple presenta un núcleo de
máximos valores en el centro del dominio, ≈35ºS, que acompaña aproximadamente la
migración del jet subtropical, mientras que la tropopausa inferior (superior) presenta los
máximos valores en el límite boreal (austral) del dominio. Otro aspecto investigado es
el acoplamiento de alturas entre las diferentes tropopausas y los niveles de 500 y 100
hPa a lo largo del año. Los distintos modos de acoplamiento se obtienen por medio del
método de componentes principales. Los resultados obtenidos permiten asociar los tres
primeros modos de acoplamiento con la propagación vertical de ondas planetarias,
pasaje de frentes fríos y bloqueos, mostrando que la tropopausa térmica puede utilizarse
como una variable alternativa de diagnóstico.
Palabras clave: tropopausa térmica, climatología, troposfera media, baja estratósfera,
Método de Componentes Principales
– ii –
THE THERMAL TROPOPAUSE IN SOUTHERN SOUTH AMERICA:
CLIMATOLOGY,
VARIABILITY,
AND RELATIONSHIPS
WITH
THE
MIDDLE TROPOSPHERE AND THE LOWER STRATOSPHERE
Abstract
This research is concerned with the behaviour of the thermal tropopause in the
southern tip of South America. The area of study is limited by ≈16ºS – 53ºS y ≈43ºW –
≈71ºW. The dataset spans the period 1973-2007 and consists of radiosonde data from
Argentina, southern Bolivia, southern Brazil, Chile and the Falkland Islands. Variables
of interest are applied a selection procedure in order to discard potentially erroneous
values. At first mean values as well as variability are shown in seasonal fields for
several parameters of single as well as double tropopauses. In the latter case two
tropopauses coexist, namely the lower and the upper ones. As revealed by the mean
field single tropopause height decreases polewards as it lies between its upper and lower
counterparts. On the other hand, the upper (lower) tropopause rises (downs) arching
upwards (downwards) as latitude increases (decreases) in such a configuration that
enables the entrance of stratospheric air into the troposphere. As regards variability
single tropopause reaches maximum values at the centre of the domain, ≈35ºS, these
maximum values accompanying the subtropical jet migration, whereas upper (lower)
tropopause variability reaches maximum values in the northernmost (southernmost)
boundary of the domain. Another topic is the height coupling between distinct
tropopauses and the levels of 500 and 100 hPa throughout the year. Different coupling
modes are obtained by means of Principal Component Analysis. Results permit tying
the first three coupling modes to vertical propagation of planetary waves, passage of
cold fronts and blockings, hence proving that the thermal tropopause is an alternative
diagnostic tool.
Keywords: thermal tropopause, climatology, middle troposphere, lower stratosphere,
Principal Components Analysis
– iii –
AGRADECIMIENTOS
La presente tesis ha sido llevada a cabo durante el transcurso de una beca
doctoral otorgada por el Consejo Nacional de Investigaciones Científicas y Técnicas
(CONICET), Argentina, la cual comenzó el 1 de abril de 2004. Mi primer
agradecimiento está dirigido a esta institución por haberme otorgado la mencionada
beca hacia fines del año 2003. Ante el CONICET el Dr. Pablo O. Canziani ha sido el
director de este trabajo de investigación a lo largo de estos 5 años, y la Dra. Susana A.
Bischoff ha sido la co-directora. Las normas vigentes de la facultad no me permiten
incluir a ambos como directores en la presente tesis ya que los dos se desempeñan
dentro de la misma área de investigación, pero quiero mencionar especialmente la tarea
que ha cumplido la Dra. Bischoff en el transcurso del presente trabajo, ocupando un rol
que va mucho más allá de haber sido mi consejera de estudios.
Parte de este trabajo ha sido desarrollado en el Equipo Interdisciplinario para el
Estudio de los Procesos Atmosféricos en el Cambio Global (PEPACG), dependiente del
Instituto para la Integración del Saber (IPIS), Pontificia Universidad Católica Argentina
(UCA). A todos ellos también les estoy agradecido por brindarme el lugar de trabajo.
Quiero agradecer también a la Universidad de Wyoming por poner a disposición
del dominio público los datos de radiosondeo utilizados aquí. Es mi intención seguir
utilizándolos en etapas posteriores a esta investigación, y extender el dominio de
análisis a otras regiones del Globo.
– iv –
La amabilidad con la que siempre fui tratado por el personal civil del Servicio
Meteorológico Nacional debe ser destacada. Quiero agradecer especialmente a Luis
Rosso, quien me ayudó con ciertos detalles del código utilizado para la obtención de las
tropopausas a partir de los radiosondeos.
Finalmente, en la última etapa de la presente tesis Natalia Herrera ha sido de
gran ayuda con el manejo de ciertos detalles técnicos del Surfer.
La financiación de la presente tesis fue realizada con aportes de la UCA y de los
subsidios CONICET PIP2004 5276, a cargo del Dr. Pablo O. Canziani, y BID
1728/OC-AR PICT 2004-26094, a cargo de la Dra. Susana A. Bischoff.
–v–
A Charles Darwin (1809-1882), en el año del bicentenario de su nacimiento…
– vi –
ÍNDICE
1.
Introducción
1
2.
Dinámica de la tropopausa
5
3.
Datos y metodología
32
4.
Resultados: Climatología estacional de tropopausas
50
4.1
Tropopausas simples
52
4.1.1 Valores medios
52
4.1.2 Variabilidad
70
4.2
Tropopausas dobles
90
4.2.1 Valores medios
91
4.2.2 Variabilidad
121
5.
Resultados: Estructuras espaciales y evoluciones temporales de acoplamientos
entre alturas de tropopausas y 500 y 100 hPa
140
5.1
Tropopausa simple y 500 hPa
141
5.2
Tropopausa simple y 100 hPa
157
5.3
Tropopausa inferior y 500 hPa
174
5.4
Tropopausa inferior y 100 hPa
186
– vii –
5.5
Tropopausa superior y 500 hPa
198
5.6
Tropopausa superior y 100 hPa
208
6.
Conclusiones
218
7.
Referencias
225
Apéndice A: Vorticidad potencial
249
Apéndice B: Método de Componentes Principales
284
Apéndice C: La función jetogenética
303
– viii –
1.
INTRODUCCIÓN
Las motivaciones para el estudio de la tropopausa son diversas, y entre ellas se
cuenta al intercambio de masa entre la estratósfera y la troposfera, los efectos
antropogénicos que se observan en su altura y permiten el estudio del cambio climático
[e.g. Santer et al., 2003], e incluso puede utilizarse como herramienta de pronóstico para
tiempo severo [ver Apéndice A]. En la siguiente sección se presentará una síntesis de
los procesos dinámicos que actúan sobre la tropopausa, como así también distintas
definiciones utilizadas en la literatura. Dos de ellas son las más utilizadas: la dinámica y
la térmica. Pese a que ambas definiciones permiten la existencia de las denominadas
tropopausas múltiples tradicionalmente la tropopausa ha sido tratada como una
superficie única más o menos permeable sobre la cual recaen todos los procesos
(termo)dinámicos relevantes. Sin embargo, tales definiciones han sido tergiversadas en
la literatura hasta los límites de definir una tropopausa promediada zonalmente, las
cuales desde el punto de vista práctico carecen de validez puesto que, como se verá,
tanto el comportamiento zonal como meridional de la tropopausa está fuertemente
influenciado por factores regionales.
Es importante mencionar que el concepto de tropopausa térmica múltiple ha sido
escasamente tratado para el Globo en general, y para nuestra región en particular. El
aporte original de la presente tesis radica en un mayor conocimiento del
comportamiento de las diferentes tropopausas térmicas sobre la región sur de
Sudamérica, extendiéndose los resultados presentados en Yuchechen [2004] y Bischoff
et al. [2007] a un número mayor de estaciones aerológicas tanto argentinas como de
países limítrofes. Asimismo, el número de variables estudiadas en el nivel de la
tropopausa también ha sido aumentado. Al igual que en cualquier rama de las
–1–
geociencias los estudios pueden llevarse a cabo utilizando datos observacionales o
modelados numéricos. En el presente estudio se analiza el comportamiento de la
tropopausa térmica por medio de datos obtenidos a través de radiosondeos lanzados
desde Argentina, sur de Bolivia, sur de Brasil, Chile e Islas Malvinas. La región de
estudio también incluye a Paraguay y Uruguay por extensión, pero no se dispone de
datos de radiosondeo sobre estos países.
En lo que resta de este capítulo se hará mención exclusiva a la tropopausa
térmica. De manera muy concisa puede establecerse que la posición de la tropopausa se
encuentra altamente relacionada con la temperatura media de la capa de aire situada por
debajo de ella. Es esperable entonces que su posición disminuya hacia los Polos, algo
que efectivamente ocurre tanto en los modelos como en las observaciones. Un aspecto
interesante del comportamiento de la tropopausa es que existen regiones, generalmente
próximas a latitudes tropicales, donde el descenso no es gradual sino más bien brusco.
Estas regiones coinciden con la posición de las corrientes en chorro de altura (en este
trabajo se hará referencia a corrientes en chorro y jets indistintamente). Por causas
diversas (e.g. orografía) los jets semipermanentes (e.g. jet subtropical, STJ) no se
disponen zonalmente sino que adoptan un comportamiento ondulatorio. Dentro de este
escenario la presencia de inestabilidades baroclínicas fuerza el descenso de la
tropopausa y su posterior rompimiento, dando a lugar a dos o más tropopausas bien
diferenciadas. Es importante destacar que cualquier jet en altura tiene el potencial de
romper la tropopausa, y el proceso no está exclusivamente ligado al STJ como
generalmente se cree. Un ejemplo bastante común es el rompimiento de la tropopausa
por el avance de un frente de altura, el cual siempre tiene un jet asociado, y que
generalmente se manifiesta con la presencia de un frente en superficie [Hordij y Bordón,
–2–
1987]. En nuestra región el pasaje de frentes no es característico de ninguna época del
año en particular, aunque sí lo es su frecuencia, con mayor predominancia en invierno.
Como resultado las tropopausas múltiples en la región se presentan a lo largo de todo el
año [Bischoff et al., 2007]. El hecho de que puedan formarse jets en regiones
baroclínicamente inestables es un resultado relativamente conocido [Lee, 1997; Panetta,
1993] pero pocas veces aplicado al estudio de tropopausas múltiples. Los jets se
encuentran asociados a la presencia de tropopausas múltiples, pero también existen
otros fenómenos que pueden dar lugar a ellas. Los mismos serán tratados en la siguiente
sección.
Existen distintos estudios que tratan el comportamiento de la tropopausa global
utilizando diferentes fuentes de información, como ser los radiosondeos [e.g. Seidel et
al., 2001] y los modelos de reanálisis [e.g. Hoerling et al., 1991; Hoinka, 1999]. Tales
estudios son útiles a la hora de diferenciar comportamientos intermensuales o
estacionales, ya que se encuentran más bien emparentados con condiciones medias de la
alta troposfera/baja estratósfera que con la identificación de procesos (sinópticos por
ejemplo) que pueden llegar a afectar a esta región. En primera medida en este trabajo se
presentan los campos estacionales de valores medios y de variabilidad para distintos
parámetros de la tropopausa, a la vez que se discuten los diferentes procesos regionales
que dan lugar a ellos. Con el fin de detectar la influencia de procesos regionales es más
útil el uso de anomalías, donde las señales de las grandes escalas de la atmósfera hayan
sido filtradas. Sin embargo, en referencia a la tropopausa no es usual encontrar este tipo
de estudios. Aquí se adoptará el uso de anomalías de altura para estudiar el
acoplamiento que existe entre la tropopausa y dos niveles estándar, uno representativo
de la troposfera media y el otro de la baja estratósfera. Yuchechen et al. [2009] describe
–3–
el acoplamiento de anomalías de altura entre la tropopausa simple y los niveles de 500 y
100 hPa, independientemente, para tres círculos de latitud del Hemisferio Sur.
Particularmente para 30ºS y 45ºS la estructura espacial de acoplamiento más
representativa revela que la tropopausa simple se presenta mejor correlacionada con la
baja estratósfera que con la troposfera media. Uno de los intereses de la presente tesis es
la aplicación del método utilizado en el mencionado trabajo para la región sur de
Sudamérica, extendiendo dicho análisis también a tropopausas dobles.
La tesis se encuentra organizada como sigue. El capítulo 2 contiene una
descripción de la dinámica de la tropopausa. Los datos y la metodología utilizada
componen el capítulo 3. Los resultados se muestran en los capítulos 4 y 5: el primero de
ellos está dedicado a los campos estacionales de valores medios y de variabilidad para
diferentes parámetros de tropopausas simples y dobles, mientras que el segundo trata
con el acoplamiento entre alturas de las diferentes tropopausas y los niveles de 500 y
100 hPa. Finalmente, las conclusiones y el trabajo a desarrollar a futuro se presentan en
el capítulo 6.
–4–
1.
DINÁMICA DE LA TROPOPAUSA
Una de las variables más comúnmente utilizada para el estudio y la
caracterización de la atmósfera es la temperatura. Dado que, en principio, la temperatura
es una función de las tres variables geométricas x, y, z , i.e. T = T ( x, y, z ) , se define el
gradiente vertical de temperatura γ como la tasa de variación de esta variable con la
altura con signo negativo, i.e. γ = −∂T ∂z . La primera capa de la atmósfera,
denominada troposfera, se encuentra en régimen turbulento y es en la cual se
desarrollan la mayoría de los fenómenos meteorológicos. La troposfera es, según la
Organización Meteorológica Mundial, la “parte inferior de la atmósfera de la Tierra, que
se extiende desde la superficie hasta unos 9 km de altura en los polos y a unos 17 km en
el ecuador, donde la temperatura decrece con la altitud, con cierta regularidad” [World
Meteorological Organization, WMO, 1992]. Se tiene para esta capa que γ > 0 para la
gran mayoría de los casos, es decir, la temperatura disminuye con la altura hasta que se
alcanza un valor mínimo. Luego de alcanzar este mínimo valor, la temperatura
comienza a aumentar hasta alcanzar un valor máximo alrededor de los 50-55 km. La
porción de la atmósfera situada entre estos dos extremos de temperatura se denomina
estratósfera, para la cual claramente γ < 0 . WMO [1992] define brevemente a esta capa
como “región de la atmósfera, situada entre la tropopausa y la estratopausa, en que la
temperatura generalmente aumenta con la altura”.
En la atmósfera los movimientos ascendentes se ven como mínimo
desfavorecidos cuando γ < 0 , de manera que la estratosfera es una capa altamente
estable. La estratosfera fue descubierta por el francés León Teisserenc de Bort (18551913), quien entre 1898 y 1902 lanzó una centena de globos meteorológicos que
–5–
alcanzaron los 14 km de altura, percatándose de que la temperatura disminuía solamente
hasta los 12 km y luego se mantenía constante o aumentaba [Houghton, 1977].
Precisamente, la altura para la cual γ cambia de signo se denomina tropopausa. La
distribución zonal de la tropopausa puede intuirse a partir de la Figura D30 de Kållberg
et al. [2005]: la tropopausa alcanzará su máxima altura en latitudes ecuatoriales con una
presión de aproximadamente 100 hPa, que es el nivel de presión utilizado en varios
estudios para representar a la tropopausa en tales latitudes [Newell & Gould-Stewart,
1981; Mote et al., 1996]. Naturalmente, la altura de la tropopausa será una variable
dependiente de la región geográfica, pero a grandes rasgos disminuye con la latitud. El
ojo desnudo puede detectar la presencia de la tropopausa en presencia de los típicos
Cumulonimbus (Cb) en forma de yunque, pues la altura a la cual llegan estas nubes da
cuenta de una capa más estable por encima de ellas que inhibe los movimientos
ascendentes.
Una de las maneras de determinar la forma en la que diversas variables
geofísicas influyen en la determinación de la altura de la tropopausa como así también
de sus propiedades es por medio del modelado numérico. El problema es todo menos
simple. En efecto, la simulación de las distribuciones longitudinales de altura de
tropopausa y de temperatura en la estratósfera como de la inversión polar en la baja
troposfera son verdaderos desafíos. A tal fin, el modelo debe incluir procesos radiativos,
condensación, transporte turbulento de calores sensible y latente, e incluso los efectos
que producen las nubes, entre otros procesos. Suponiendo balance entre varios procesos
radiativos pero sin incluir efectos dinámicos, Manabe & Möller [1961] encontraron que
la distribución latitudinal de altura de tropopausa se asemeja a la observada para
latitudes altas, pero que la tropopausa modelada se presenta considerablemente más baja
–6–
que la observada en latitudes bajas. De hecho, la relación entre las alturas modeladas de
la tropopausa para latitudes bajas y altas es del orden del 50%, resultados que se
atribuyen precisamente a la no inclusión de efectos dinámicos en el modelo. Casi pasa
desapercibido en su trabajo otro resultado que no es menor: la altura de la tropopausa es
mayor cuanto mayor es el vapor de agua disponible en la alta troposfera.
Posteriormente, Manabe & Strickler [1964] incluyeron algunos procesos dinámicos en
forma de ajuste convectivo, además de equilibrio radiativo. El modelo resultante es un
modelo radiativo-convectivo, por medio del cual se fuerza a la atmósfera a transportar
calor verticalmente de manera tal que el gradiente de temperatura no exceda en ningún
momento un valor crítico predeterminado [Held, 1982]. Como era de esperarse, los
resultados respecto de Manabe & Möller [1961] mejoraron, aunque las diferencias
Ecuador-polo entre las alturas de la tropopausa calculada y observada seguía siendo
considerables, por lo que los autores concluyeron que era necesario incluir el efecto de
la circulación de gran escala para mejorar estas diferencias. La manifestación de la
circulación de gran escala para latitudes ecuatoriales es la rama ascendente de la celda
de Hadley, en la cual se produce suficiente calor diabático a través de la liberación de
calor latente como para hacer de la tropopausa ecuatorial la más alta del planeta [Seidel
et al., 2001]. Es a través de estas vigorosas corrientes de aire ascendente por donde
penetra el aire troposférico hacia la baja estratósfera. Por otro lado, en latitudes medias
son las inestabilidades baroclínicas del estado básico de la atmósfera las que juegan un
papel preponderante [Gutowski, 1985; Egger, 1995; Haynes et al., 2001; Schneider,
2004, 2007].
De acuerdo a lo encontrado por Thuburn & Craig [1997] existe una estrecha
relación entre la altura de la tropopausa, la temperatura en la superficie terrestre y la
–7–
distribución vertical del perfil de temperatura, si se asume que la baja estratósfera se
encuentra en equilibrio radiativo para las bandas del infrarrojo, suposición válida para
escalas de tiempo del orden de semanas o mayores. Como la troposfera se encuentra en
equilibrio convectivo, una de las propiedades de la tropopausa es que separa dos
regiones con balances de calor bien diferentes [Thuburn & Craig, 2000]. Esta
innovadora idea puede utilizarse como una nueva definición de tropopausa. La idea de
que la convección se encuentra en equilibrio estadístico con su entorno es presentada
por Emanuel et al. [1994] por lo que efectivamente puede suponerse que la troposfera se
encuentra en equilibrio convectivo para escalas de tiempo prolongadas.
Los primeros estudios trataron a la tropopausa como una superficie impermeable
la cual, naturalmente, impedía el intercambio de masa entre la estratósfera y la
troposfera. Esta idealización es conceptualmente incorrecta, lo que puede visualizarse
en cierto tipo de nubes descriptas en Danielsen [1993], para las que la tropopausa no se
perfora y en cambio es “arrastrada”, y sin embargo existe intercambio de masa entre
ambas capas de la atmósfera. En contraste, para prácticamente toda la extensión espacial
del tope de nubes convectivas, usualmente Cbs, la altura de la tropopausa no se ve
modificada, a excepción de la corriente ascendente principal que usualmente la perfora
y existen intrusiones de aire troposférico hacia la estratósfera [Shenk, 1974; Johnson,
1986], si bien la extensión vertical de estas intrusiones es del orden del kilómetro
[Gettelman et al., 2002]. Es por medio de esta perforación en la tropopausa donde
mayormente tiene lugar el intercambio presente entre la troposfera y la estratósfera en la
región mencionada. Hoy en día la concepción ha cambiado y la tropopausa no es tratada
como una superficie material sino como una capa en la que comienza la transición entre
la troposfera y la estratósfera (upper troposphere/lower stratosphere, UT/LS) y en la
–8–
cual tienen lugar todos los fenómenos de intercambio entre estas dos capas de la
atmósfera. Posteriormente se brindarán más detalles sobre el intercambio en la región de
la UT/LS.
El gradiente de temperatura γ parece ocupar un rol importante en la definición
de la tropopausa. De hecho, una de las definiciones de tropopausa más utilizadas es la
denominada tropopausa térmica. Según WMO [1992] la tropopausa es el “límite entre
la troposfera y la estratósfera, en el que el gradiente vertical de temperatura experimenta
un cambio brusco. Se define como el nivel más bajo en donde el gradiente medio es de
2ºC km-1 o menos, siempre que el gradiente medio entre ese nivel y todos los niveles
superiores situados a menos de 2 km no exceda de 2ºC km-1”. En vista de que esta
definición involucra a las derivadas verticales de la temperatura, la tropopausa térmica
es una discontinuidad de primer orden. Dentro del marco de esta definición la
tropopausa se convierte en una entidad que puede obtenerse de manera sistemática a
partir de un simple perfil vertical de temperatura. La manera más usual por la que se
obtienen estos perfiles verticales son los radiosondeos, los cuales proveen el valor de
varias variables para distintos niveles de presión. Para un radiosondeo existen dos tipos
de niveles. Los niveles significativos son los informados por el instrumento de medición
cada vez que se detecta un cambio abrupto en la tasa de variación en alguna variable
importante, más usualmente la temperatura. Estos niveles varían de un sondeo a otro.
Contrariamente, los niveles estándar son aquellos niveles fijos de presión para los que
deben informarse, al menos, la temperatura y el viento. Ellos son 1000, 925, 850, 500,
400, 300, 250, 100, 70, 50, 30 20 y 10 hPa [WMO, 1992] aunque usualmente se agregan
700, 200, 150, 7, 5, 2, y 1 hPa. Es mera coincidencia que un nivel estándar sea
–9–
informado por un radiosondeo en tiempo real, ya que sus instrumentos sólo informan
los niveles significativos.
La forma de obtener el valor de las variables en los niveles estándar es por
medio de algoritmos de interpolación, los que desafortunadamente no son fijos puesto
que, cada vez que algún error es detectado o algún método de cálculo es optimizado,
éstos son corregidos. Una de las principales causas –aunque no la única– para las
presencia de inhomogeneidades en las series de tiempo de las variables meteorológicas
depende de estas correcciones a los algoritmos de interpolación [Gaffen, 1994]. Las
inhomogeneidades aparecen, por extensión, en cualquier producto derivado de un
modelo numérico. En efecto, ya que los datos “in situ” son frecuentemente utilizados
para alimentar a los modelos numéricos, usualmente como condición inicial, cada vez
que se hace uso de un valor medido habrá una propagación hacia el producto final, y en
el mejor de los casos las inhomogeneidades simplemente se habrán trasladado al
producto final. El estudio de inhomogeneidades en series temporales se convierte
entonces en crucial, aunque no se seguirá adelante con este tema puesto que no es el
objetivo del presente trabajo.
Es claro que la tropopausa térmica corresponde a un nivel significativo, pues un
cambio abrupto en γ debe detectarse como tal, por lo que deben utilizarse estos niveles
para obtenerla. Entonces, la definición debe ser traducida a un algoritmo matemático
que provea la posición exacta de la tropopausa. Existen, sin embargo, algoritmos que la
estiman a partir de los niveles estándar [Zängl & Hoinka, 2001; Reichler et al., 2003].
La ventaja de estos algoritmos radica en que los datos de reanálisis son provistos para
– 10 –
niveles estándar, a la vez que se permite el cálculo de la tropopausa en regiones en las
que no existen datos de radiosondeo, particularmente en el Hemisferio Sur (HS).
Puesto que la tropopausa térmica se calcula en base al comportamiento de γ , el
marco de referencia propicio para su uso es el sistema de coordenadas ( x, y, z ) , i.e. la
altura geométrica se utiliza como coordenada vertical. La deducción de las ecuaciones
de movimiento se realiza en este sistema de coordenadas tanto para los fluidos en
general [Batchelor, 1967; Spurk, 1997] como para la atmósfera en particular [Dutton,
1986]. Aunque la tropopausa térmica es la definición más antigua, ciertamente no es la
única utilizada en la literatura. De hecho, existe una definición alternativa que
posiblemente ha sido más veces utilizada que aquella. Antes de introducirla es necesario
presentar brevemente una importante cantidad dinámica que será tratada con mayor
detalle en el Apéndice A.
Existen sistemas de coordenadas distintos a ( x, y, z ) que resultan más apropiados
para ciertos problemas. El sistema de coordenadas isobárico, muy usado en los modelos
de pronóstico numérico, es aquel que utiliza a la presión como coordenada vertical [e.g.
Boer, 1982]. Cuando se utiliza como coordenada vertical a la temperatura potencial θ ,
bajo ciertas condiciones se obtiene una ley de conservación para una cantidad dinámica
denominada vorticidad potencial o vorticidad potencial de Ertel, en honor a quien
primeramente derivara la ley de conservación que la involucra [Ertel, 1942a, 1942b], si
bien raramente se utiliza su expresión más general. Restringiendo su uso a aquellas
situaciones en donde puede suponerse válida la aproximación hidrostática
∂p ∂z = − ρ g , i.e. grandes escalas de la atmósfera, la vorticidad potencial Z queda
definida como [Butchart & Remsberg, 1986; Sun & Lindzen, 1994; Apéndice A]
– 11 –
Z = − gη θ
∂θ
∂p
(2.1)
En la ecuación anterior ηθ ≡ ζ θ + f representa a la vorticidad absoluta, siendo ζ θ la
vorticidad relativa calculada sobre superficies isentrópicas, i.e. (∂v ∂x )θ − (∂u ∂y )θ , y
f el parámetro de Coriolis, i.e. f ≡ 2Ω senϕ con Ω la velocidad de rotación de la
Tierra y ϕ la latitud, mientras que g denota a la aceleración de la gravedad. A veces la
expresión
(2.1)
se encuentra escrita más compactamente como Z = ηθ σ donde
σ ≡ − 1 g ∂p ∂θ ocupa el rol de densidad en el sistema ( x, y,θ ) en analogía con la
densidad ρ ≡ − 1 g ∂p ∂z que surge de la aproximación hidrostática en el sistema de
coordenadas ( x, y, z ) [Apéndice A]. A pesar de esta analogía tan natural, inicialmente
g no fue incluida en la definición de Z en los estudios que hicieron uso de esta
cantidad dinámica [Reed, 1955; Staley, 1960; Danielsen, 1968; Hartmann, 1977]. En
vista de que ∂p ∂z = ∂p ∂ θ ∂θ ∂z y que ∂θ ∂z > 0 bajo condiciones usuales
[Apéndice A] se tiene que ∂p ∂θ < 0 ya que ∂p ∂z < 0 . Si la atmósfera se encontrara
en reposo
Z0 = −g f
∂θ
∂p
(2.2)
y teniendo en cuenta el resultado anterior valdría que Z > 0 para el Hemisferio Norte
(HN) mientras que ocurriría lo opuesto en HS. Puede suponerse que − g f ∂θ ∂p es el
estado base respecto del cual se calculan las anomalías de Z . Siguiendo con esta línea
de razonamiento, si ahora la atmósfera se mueve con vorticidad ciclónica los resultados
– 12 –
siguen siendo válidos ya que la vorticidad de la Tierra también es ciclónica. La ecuación
que gobierna la evolución temporal de Z es [Apéndice A]
dZ
∂θ
∂θ  ∂v
∂θ

zˆ. × ∇ θ θ  + g
zˆ .(∇ θ × F )
+g
=Z
dt
∂p
∂p  ∂θ
∂θ

(
)
(2.3)
Claramente Z es conservativa para procesos adiabáticos secos y sin fricción. Si bien la
viscosidad del aire no es nula, la fricción afecta básicamente los niveles más bajos de la
troposfera. Por otro lado, procesos adiabáticos son aquellos en los cuales los efectos
radiativos, la transferencia turbulenta de calor y la condensación pueden ignorarse. De
estos tres efectos los dos primeros son secundarios. En cuanto a la condensación,
solamente podrá ser ignorada para ondas de pequeña amplitud, las cuales no poseen
magnitud suficiente como para producir condensación [Charney, 1947]. La
conservación de Z en su forma hidrostática, que es la más extensamente utilizada,
estará sujeta entonces a un balance entre escalas de tiempo opuestas, dado que las
mismas no podrán ser muy grandes como para permitir la condensación, pero tampoco
muy cortas como para que deje de valer la aproximación hidrostática, que es una de las
suposiciones básicas por medio de la cual se deriva su conservación [Apéndice A].
Hoerling [1992] analiza las fuentes locales de calor diabático que contribuyen a la
variación de Z a escala global. Quizás una de los aspectos más atractivos del uso de Z
como variable dinámica es que el principio de inversibilidad [Hoskins et al., 1985;
Thorpe, 1986] es válido independientemente de la conservación de la vorticidad
potencial.
– 13 –
Un análisis dimensional revela que las unidades de medición de la vorticidad
potencial son K m2 kg-1 s-1. El valor de referencia utilizado para caracterizar a una masa
de aire a través de Z es el flujo de escala sinóptica en la troposfera de latitudes medias.
Si se efectúan las aproximaciones
g ≈ 10 m s −2
f ≈ 10 −4 s −1
∂θ ∂p ≅ ∆θ ∆p ≈ −10K/100hPa = −10 −3 K kg −1 m s 2
y estos valores son insertados en (2.1) se obtiene que Z = 10 −6 K m 2 kg −1 s −1 . Esta es la
cantidad básica respecto de la cual se miden los valores de Z , y se denomina unidad de
vorticidad potencial (potential vorticity unit, PVU). Se tiene entonces que 1 PVU = 10-6
K m2 kg-1 s-1. La diferencia entre los valores que toma Z en la troposfera y en la
estratósfera permite definir a la tropopausa dinámica como una superficie de Z
constante, i.e. una superficie isertélica, en referencia a Hans Ertel (1904-1971). En la
estratósfera, dada la gran estabilidad estática y la presencia de ozono (O3), fuente de
calor diabático y consecuentemente fuente de Z , los valores de Z son típicamente
mayores que en la troposfera en uno o varios órdenes de magnitud. De esta manera los
valores permitidos para la tropopausa dinámica deben ubicarse ligeramente por encima
de 1 PVU, aunque el valor que la define es ciertamente punto de conflicto. WMO
establece que la tropopausa dinámica se representa con 1.6 PVU [WMO, 1986] aunque
la mayoría de los trabajos utilizan valores mayores [ver, por ejemplo, Rood et al., 1997;
Zierl & Wirth, 1997; Wirth & Egger, 1999; Wirth, 2001; Zängl & Hoinka, 2001;
Schoeberl, 2004; Berrisford et al., 2007]. En Hoerling et al. [1991] se establece que un
valor óptimo para la tropopausa dinámica extratropical es 3.5 PVU.
– 14 –
Así como la explicación más simple para la presencia de la tropopausa térmica
viene dada por un modelo de ajuste radiativo-convectivo [Thuburn & Craig, 1997], la
tropopausa dinámica tiene su explicación más simple en un equilibrio entre
calentamiento diabático y el decaimiento de los sistemas sinópticos [Ambaum, 1997].
En vista de que las dos definiciones de tropopausa introducidas hasta el momento son
de carácter bien diferenciado, es necesario analizar semejanzas y diferencias entre ellas.
La tropopausa dinámica no puede utilizarse en latitudes bajas ya que las superifices
isertélicas son verticales [e.g. Sun & Lindzen, 1994]. Además, el cambio de signo en Z
a uno y otro lado del Ecuador presenta otra desventaja; debe recordarse que la
vorticidad potencial de grandes escalas es ciclónica, y por lo tanto positiva (negativa) en
HN (HS). De esta manera, la única de las definiciones que es viable para ser utilizada en
estas latitudes bajas es la térmica, si bien se presentarán más adelante otras definiciones
que también serán útiles. La versión dinámica tampoco podrá ser usada en regiones en
las que no exista una red de radiosondeos lo suficientemente densa como para calcular
correctamente la vorticidad relativa ζ θ . Incluso cuando se utilicen datos en punto de
grilla de alta resolución, i.e. 1º x 1º, la metodología puede ponerse en duda ya que para
latitudes medias la distancia entre puntos es del orden de los 100 km.
Para una atmósfera en reposo ambas definiciones pueden hacerse coincidir con
una adecuada elección del valor de la superficie isertélica, porque bajo estas
condiciones Z es una medida de la estabilidad estática, de la misma forma que lo es γ
[Wirth, 2000]. Distintas relaciones entre las diferentes maneras de expresar
estabilidades estáticas en la atmósfera pueden encontrarse en Gates [1961]. Para la alta
troposfera, Wirth [2000] analiza el comportamiento de ambas definiciones de
tropopausa para configuraciones simétricas de anomalías en Z . La tropopausa térmica
– 15 –
está bien definida cuando, para estas anomalías, la relación entre las escalas vertical y
horizontal multiplicada por 100 es <<1 o >>1. Además, para el primer caso ambas
tropopausas son aproximadamente coincidentes. En el caso intermedio para el que la
relación es ≈1 la tropopausa térmica no se encuentra bien definida. Una técnica similar
fue utilizada en Wirth [2001] para estudiar el comportamiento de ambas tropopausas en
el marco de ciclones y anticiclones. De manera similar a los resultados de Wirth [2000]
ambas tropopausas no son coincidentes a menos que las anomalías de Z en la vertical
sean pequeñas respecto de sus pares horizontales. Cuando ocurre lo contrario ambas
tropopausas difieren significativamente, y las diferencias se acentúan ante la presencia
de tropopausas múltiples. Aparentemente, en términos de presión tanto la estructura
temporal como la evolución de la tropopausa durante la ciclogénesis es mejor descripta
con la tropopausa dinámica [Hoerling et al., 1991].
El estudio de intrusiones de aire estratosférico hacia la troposfera es importante
por varios factores. Uno de ellos es que son fuente de inestabilidades y pueden dar lugar
a tiempo severo [Apéndice A]. Otro es que generalmente el aire estratosférico es rico en
contaminantes, tales como ozono (O3) y residuos radiactivos [Staley, 1960, 1962, 1982;
Danielsen, 1968] o volcánicos [Shapiro et al., 1984]. Puede que durante el trayecto
descendente que siguen las masas de aire estratosférico, las cuales suelen llegar a
niveles tan bajos como 800 o 700 hPa [Reed, 1955; Shapiro et al., 1984; Keyser &
Pecnick, 1985a; Uccellini et al., 1985; Uccellini et al., 1987; Goering et al., 2001;
Sprenger et al., 2007], Z no se conserve por diversos fenómenos que actúen sobre ella a
manera de fuentes o sumideros. No obstante, las diferencias entre los valores de Z para
la estratósfera y la troposfera son tan amplias que Z puede usarse como una propiedad
aproximadamente conservativa que permita monitorear a la masa de aire descendente,
– 16 –
de la misma manera que la temperatura potencial equivalente puede ser usada para
caracterizar a una masa de aire en superficie. Debido a que la tropopausa dinámica está
definida con un valor fijo de Z , la irrupción de una masa de aire estratosférico hará que
la superficie de la tropopausa descienda de la misma manera que lo hace la masa de aire
incidente. En el Apéndice A se muestra que la vorticidad de la masa de aire en el nivel
final de su descenso puede ser considerable e incluso dar lugar a tiempo severo, por lo
que usualmente un descenso de la tropopausa está asociado a un proceso de
desestabilización de la troposfera. La forma que adopta la superficie isertélica en estos
casos es la de un pliegue en forma de “S”. Bajo estas condiciones, en la mayoría de las
ocasiones se tendrá una tropopausa múltiple, ya que una línea vertical imaginariamente
trazada intersecaría a una misma superficie isertélica más de una vez. Estos pliegues de
la tropopausa son la principal explicación para la presencia, en latitudes medias, de
especies de origen estratosférico en la troposfera. En resumen, una irrupción de aire
estratosférico hacia la troposfera está dinámicamente asociado con un evento de
tropopausas múltiples y con un aumento de vorticidad ciclónica en capas bajas de la
troposfera.
El concepto de tropopausa múltiple también existe para la tropopausa térmica.
De hecho WMO [1992] establece que “puede hallarse ocasionalmente una segunda
tropopausa si el gradiente vertical por encima de la primera es de más de 3ºC km-1”. De
manera análoga al comportamiento de un ente físico, el cual no puede depender del
sistema de coordenadas escogido para representarlo, se define en Yuchechen et al.
[2009] el concepto de evento de tropopausa múltiple (multiple tropopause event, MTE).
De esta forma, poco importa si la tropopausa está descripta en coordenadas cartesianas o
en coordenadas isentrópicas, pues se supone que climatológicamente ambas
– 17 –
definiciones deben coincidir, como mínimo, en forma cualitativa. Más aún, la
tropopausa dinámica podría tener un rango similar al de la tropopausa térmica en el
sentido de ser una discontinuidad de orden uno, si en lugar de definirla por medio de
una superficie isertélica se lo hiciera a través de la ubicación del mayor gradiente
vertical de vorticidad potencial, i.e. ∂Z ∂θ . Puesto que por definición la tropopausa es
la superficie material que divide la estratosfera de la troposfera, sería ciertamente más
apropiado que dicha superficie quedara definida no por medio de un valor fijo, sino a
través de niveles en los cuales las diferencias entre las propiedades de ambas capas de la
atmósfera sean más marcadas.
Una motivación para introducir el importante concepto de intercambio
troposfera-estratósfera (stratosphere-troposphere exchange, STE) puede encontrarse en
Yuchechen et al. [2009], donde se presenta una climatología de ocurrencia de
tropopausas simples y múltiples para HS. Climatológicamente, los mayores porcentajes
de MTEs se observan en aquellas regiones coincidentes con las de mayor frecuencia de
perturbaciones ciclónicas, más conocidas como storm tracks [Physick, 1981; Trenberth,
1991; Berbery & Vera, 1996; Nakamura & Shimpo, 2004]. Los storm tracks son más
intensos en invierno, cuando es mayor también la baroclinicidad. Entre 60ºO y 60ºE los
storm tracks ocupan una única banda de latitud, aproximadamente centrada en 45ºS. Por
otro lado, para longitudes situadas sobre Australia y sobre todo el Pacífico Sur los storm
tracks ocupan dos bandas de latitud (≈30ºS y ≈60ºS), lo cual se encuentra íntimamente
ligado al desdoblamiento que presenta la corriente en chorro durante el invierno [BalsElsholz et al., 2001].
– 18 –
Puesto que las regiones situadas dentro de las zonas de influencia de corrientes
en chorro se caracterizan por presentar una gran cortante vertical, es fácil entender por
qué justamente en estas zonas se encuentran los mayores porcentajes de MTEs. El
número de Richardson Ri , definido como
g ∂θ
Ri =
θ ∂z
∂ vH
∂z
2
(2.4)
donde v H denota al viento horizontal, es utilizado frecuentemente para estimar la
estabilidad dinámica ya que mide la cortante vertical respecto de la estabilidad estática,
representada por la frecuencia de Brunt-Väisälä g ∂ ln θ ∂z . Cuando Ri es menor que
un cierto valor límite la atmósfera pasa de régimen estratificado a régimen turbulento.
Bajo régimen turbulento la atmósfera es dinámicamente inestable y ciertas ondas se
amplifican. Es por ello que una región con alta cortante vertical es una zona propicia
para el desarrollo de, por ejemplo, perturbaciones sinópticas. Asimismo, por medio de
un modelo cuasigeostrófico también pueden encontrarse cuáles son las longitudes de
onda que se amplifican más rápido, i.e. los modos más inestables. Según Staley & Gall
[1977] la tasa de crecimiento es máxima para longitudes de onda entre 2000 y 4000
kilómetros, justamente longitudes de onda que correspondes a la escala sinóptica. Si se
fija el gradiente de temperatura γ y se establecen distintos perfiles de viento, es
interesante notar que cuando existe un máximo de viento en algún nivel medio de la
atmósfera, las ondas con mayor amplificación son las de longitud de onda λ ≈ 2000
km, i.e. ondas sinópticas. Esta es la situación más real de las cuatro que presentan estos
autores (ver su Figura 5). Por otro lado, Bush & Peltier [1994] encuentran que las ondas
más inestables corresponden a λ ≈ 4000 km y que su evolución no lineal da lugar a
– 19 –
intrusiones profundas de aire estratosférico en la troposfera. En base a estos resultados
puede establecerse un estrecho vínculo entre la presencia simultánea de corrientes en
chorro, de perturbaciones sinópticas en altura, y de MTEs [véase, por ejemplo, Shapiro
et al., 1987], aunque la más tradicional de ellas es con el jet subtropical (subtropical jet,
STJ) [Baray et al., 2000; Kowol-Santen & Ancellet, 2000; Cuevas et al., 2007]. La
situación se torna aún más interesante cuando, además de existir una corriente en chorro
en altura, hay presente una corriente en chorro en la baja troposfera (low-level jet, LLJ).
El más crítico de los casos ocurre cuando ambas corrientes en chorro tienen sus ejes
cruzados: la inestabilidad dinámica es máxima e incluso puede dar lugar a tiempo
severo [Uccellini & Johnson, 1979]. De esta forma, la presencia de LLJs está
frecuentemente relacionada con MTEs y, consecuentemente, también lo está con STEs.
Stensrud [1996] presenta la ubicación de LLJs en el Globo y no es casual que su
presencia esté ligada a la presencia de los llamados sistemas convectivos de mesoescala
(mesoscale convective complexes, MCCs) [Maddox, 1980]. Una de las regiones más
célebres y en las que usualmente se forman MCCs es la del valle del río Misisipi, en
Estados Unidos. Existe otro LLJ en la costa oriental de África denominado jet somalí
[Bannon, 1979a, 1979b] y, a pesar de esto, no se tienen registros de estudios sobre el
comportamiento de la tropopausa en esta región. Para Argentina, existe un LLJ en la
zona de la Llanura Pampeana [Vera et al., 2006; Salio et al., 2007].
La relación entre STE y tropopausa puede entenderse por medio de la Figura 1
de Holton [1986]. En ella se muestra un quiebre de la tropopausa en la zona de
influencia de STJ, y es muy ilustrativa en cuanto al intercambio de masa que existe
entre la estratósfera y la troposfera en esta región. En efecto, climatológicamente la
región de acción de STJ es una fuente permanente de STEs, aunque no la única. De
– 20 –
acuerdo a lo mencionado en el párrafo anterior, MCCs y perturbaciones sinópticas en
altura también contribuyen a MTEs. Otra importante fuente de MTEs la proveen las
denominadas bajas segregadas (cut-off lows, COLs) [Price & Vaughan, 1993; Wirth,
1995; Wirth y Egger, 1999], las cuales tienen su origen en desplazamientos
meridionales de las corrientes en chorro polares y generalmente persisten un tiempo
considerable. Dinámicamente pueden entenderse como intrusiones de masas de aire con
anomalías ciclónicas de Z en la alta troposfera de latitudes medias, lo cual se traduce
en una troposfera anormalmente fría en niveles ubicados en ≈250 hPa, cosa que
usualmente ocurre cuando masas de aire de altas latitudes se desplazan cuasihorizontalmente en dirección al Ecuador. Puesto que tal irrupción de vorticidad
ciclónica en la troposfera media o alta es altamente ciclogénetica, las COLs tienen el
potencial de promover la convección profunda que, según se mencionó, es fuente de
MTEs. Dentro de este marco, la liberación de calor latente producto de la condensación
lleva al decaimiento del vórtice de altura, y el resultado de este proceso es un
intercambio de masa entre la estratósfera y la troposfera, debido a que aire inicialmente
estratosférico se transforma, al final del proceso, en troposférico [Wirth, 1995].
Estrictamente, en las COLs el aire troposférico no es reemplazado por aire estratosférico
sino que existe una gradual conversión de este último, por ejemplo a través de un
cambio de vorticidad potencial debido a la presencia de calor diabático. Ciertamente,
este no es el caso más general. En sus estudios de intrusiones de aire estratosférico hacia
la troposfera Staley [1960, 1962, 1982] y Danielsen [1968] caracterizaron a las masas
de aire estratosféricas no solamente por medio de Z sino también por medio de
concentraciones de O3 y sustancias radiactivas. Aún cuando Z pueda llegar a verse
modificada por fuentes de calor diabático, las trayectorias calculadas muestran que
efectivamente aire estratosférico llega a la troposfera. No existe otra explicación
– 21 –
plausible para justificar las concentraciones de sustancias radiactivas, muy similares a
las de aire estratosférico, en la baja troposfera.
Existen aún otros procesos dinámicos que dan lugar a STE. Por definición, una
irrupción de aire estratosférico está asociada con valores altos, i.e. ciclónicos, de Z . De
hecho, se muestra en el Apéndice A que un descenso adiabático de aire estratosférico
adquiere una considerable vorticidad ciclónica al llegar a la troposfera baja, de manera
que, según se mencionó, toda la troposfera se desestabiliza. Los anticiclones, no
obstante, también ocupan un lugar importante en cuanto a STE se refiere [Chen, 1995].
Fundamentalmente durante el transcurso de los meses de invierno es frecuente
observar en la UT/LS de latitudes extratropicales de ambos hemisferios existen
advecciones cuasi-horizontales, i.e. isentrópicas, de aire con mayor Z (ciclónica) hacia
latitudes más bajas, los cuales pueden interpretarse como filamentos vorticosos que no
llegan a desprenderse totalmente del flujo básico de altas latitudes. En rigor,
dinámicamente este proceso es similar al de formación de una COL, y de hecho dará
lugar a una o varias de ellas si la extensión y la configuración de estas intrusiones así lo
permite. El fenómeno de formación de una COL forma parte de un proceso de mayor
escala, que literalmente se denomina rompimiento de ondas de escala planetaria o de
ondas de Rossby (planetary wave breaking, o más conocidas en la literatura como
Rossby wave breaking, RWB) [McIntyre & Palmer, 1983, 1985]. Los rompimientos de
ondas de Rossby son mayormente de carácter ciclónico aunque, de la misma manera
que la atmósfera es capaz de formar (raramente) vigorosos vórtices anticiclónicos,
existen excepciones en las cuales el proceso de RWB es de carácter anticiclónico
– 22 –
[Appenzeller et al., 1996; Nielsen-Gammon, 2001]. En este último caso, se forma un
bloqueo en lugar de formarse una COL.
De qué se trata exactamente una RWB es una pregunta que presenta un abanico
de respuestas. Quizás la respuesta más conceptual establece que la aparición de una
RWB está ligada a la presencia de términos no lineales en las ecuaciones dinámicas que
gobiernan la evolución temporal de este tipo de ondas, y son los responsables de
innumerables efectos irreversibles. De hecho, del conjunto de figuras obtenidas por
medio de un modelo barotrópico aplicado a la evolución temporal de la estratósfera en
invierno [Juckes & McIntyre, 1987] se puede concluir que dicha aproximación deja de
valer cuando la superficie definida por la ecuación Z ≥ Z 0 , siendo Z 0 un valor
apropiado de vorticidad potencial, se torna cóncava, i.e., al menos una línea que une dos
puntos de esa superficie atraviesa puntos que se ubican fuera de ella. A medida que el
sistema evoluciona la superficie primitiva se deforma y entran en acción escalas
menores que hacen a este proceso irreversible. Al final de la integración numérica una
superficie reducida mantiene sus propiedades iniciales de vorticidad potencial, las
cuales han sido transferidas hacia latitudes más bajas a expensas de esta reducción en el
área. Por otro lado, la situación inversa en la que valores de vorticidad potencial
menores ocupan lugares dentro de la zona de influencia de la superficie primitiva son
poco frecuentes. Del conjunto de figuras mencionado, puede observarse claramente que
se han formado estructuras estratosféricas similares a COLs. Además de la aparición de
RWBs, como consecuencia de la evolución dinámica de un vórtice (el polar en la
mayoría de los casos) también aparecen otros tipo de fenómenos que no es necesario
enumerar aquí, y el lector interesado puede referirse a Polvani & Plumb [1992] para
mayores detalles. Ya a mediados de los años ’80 Shapiro et al. [1984] y Shapiro et al.
– 23 –
[1987] documentan regiones de muy activo intercambio estratósfera→troposfera en la
región de influencia del vórtice polar, aunque no hacen alusión al rompimiento de ondas
de Rossby para explicar sus observaciones.
Si la atmósfera se encontrara en reposo la distribución de Z sería latitudinal,
con su gradiente orientado en dirección meridional, i.e. ∇ θ Z × yˆ = 0 , y dirigido hacia
los polos. De la misma forma que la tropopausa presenta pliegues verticales (en
presencia de ciclones ocluidos por ejemplo) las zonas de RWBs poseen una inversión
(regional) del gradiente latitudinal de Z debido a la presencia de un pliegue horizontal
de la tropopausa dinámica [Postel & Hitchman, 1999], también llamado potential
vorticity folding [O’Sullivan & Hitchman, 1992]. Este método es, de hecho, uno de los
que fehacientemente permite identificar RWBs [e.g. Baldwin & Holton, 1988].
Naturalmente, en el marco de una RWB se produce una intensificación de los gradientes
sobre las isentrópicas, a la vez que los procesos turbulentos serán cada vez más
importantes en la medida que exista una transferencia de energía desde el flujo básico
hacia escalas menores, necesario para “reordenar” la distribución anómala de Z .
Appenzeller & Davies [1992] y Appenzeller et al. [1996] describen intrusiones
(de aire) estratosféricas hacia la troposfera como filamentos largos (≈2000-3000 km) y
angostos (≈200 km). En primer lugar, las magnitudes mencionadas dejan nuevamente
en claro que los STEs son fenómenos de escala sinóptica o menor. En segundo lugar,
dichos filamentos vorticosos son el resultado de RWBs, las cuales también ocurren en
cercanías de la tropopausa [Postel & Hitchman, 1999; Martius et al., 2007; Wernli &
Sprenger, 2007]. De manera más general, como producto de RWBs en la región de
UT/LS se generan filamentos, algunos de ellos vorticosos, tanto en la estratósfera
– 24 –
inferior como en la troposfera superior. Sprenger et al. [2007] los denominan
genéricamente estructuras de vorticidad potencial, dentro de las cuales también
incluyen a las COLs, que se forman cuando las extensiones vorticosas de los
mencionados filamentos son persistentes en el tiempo. La superposición geográfica de
estas estructuras con las RWBs presentes en el nivel de la tropopausa indican que
forman parte de un mismo proceso físico y que todas se encuentran asociadas a STE
[Sprenger et al., 2007]. Cuando los filamentos tienen lugar en la baja estratósfera (alta
troposfera) el intercambio de masa es descendente (ascendente) [Martius et al., 2008].
Asimismo, las regiones en las que la distribución meridional de la tropopausa presenta
una alta variablidad coincide con aquellas regiones en las que frecuentemente se
presentan estos filamentos [Martius et al., 2008].
Por lo expuesto hasta el momento, la región UT/LS es una región favorecida en
cuanto a STE se refiere. Bajo el supuesto de que los procesos de intercambio
troposfera↔estratósfera coinciden cualitativamente para las tropopausas térmicas y
dinámicas tanto espacial como temporalmente, toda presencia de perturbaciones
sinópticas o de escalas aún menores son una potencial fuente de MTEs, cualquiera sea
la causa que genere estas perturbaciones. Hoerling et al. [1993] encuentran que los
flujos de masa a través de las tropopausas térmica y dinámica en las bandas
extratropicales de 50ºN-70ºN y 40ºS-70ºS coinciden cualitativamente cuando son
promediados tanto zonal como temporalmente para un mes en particular, si bien los
calculados a través de la tropopausa térmica son más intensos; sin embargo, el flujo de
masa obtenido es hacia la estratósfera y no desde ella, lo cual se contrapone con la
teoría de la circulación de Brewer-Dobson, que establece que en latitudes
extratropicales los movimientos son mayormente descendentes. Análogamente, en un
– 25 –
promedio temporal los flujos regionales a través de ambas tropopausas coinciden, y
nuevamente los que atraviesan la tropopausa térmica son mayores. Estos autores
determinan una única tropopausa térmica aplicando la definición de WMO, por lo que
no están estimando los flujos de masa para MTEs. Es importante destacar, no obstante,
que la presencia de MTEs es condición suficiente para la de STEs, aunque la recíproca
no es cierta. En efecto, ya se ha hecho mención de casos en los cuales existe STE pero
no hay rompimientos o pliegues de la tropopausa. Asimismo, la presencia de
concentraciones de O3 típicas de la estratósfera en la alta tropósfera por un lado, y de la
ausencia de perturbaciones sinópticas o de mesoescala que hayan favorecido el STE por
el otro, llevaron a que Lamarque et al. [1996] concluyeran que la presencia de tales
concentraciones de O3 en la tropósfera se debe a términos no lineales en las ecuaciones
dinámicas de ondas gravitatorias. En otras palabras, en este caso es el rompimiento de
ondas de gravedad (y no de ondas planetarias) el que permitió el intercambio. En vista
de que la frecuencia de una onda gravitatoria es mucho mayor que la de una onda de
Rossby, el rompimiento de ondas gravitatorias probablemente no dé lugar a un
intercambio sistemático de masa entre la estratósfera y la troposfera, sino más bien a un
intercambio turbulento de escasa duración. No obstante ello, a todas las posibles causas
de STE mencionadas hasta aquí también deben agregársele el rompimiento de ondas de
gravedad.
Hasta aquí puede concluirse que los MTEs son un fenómeno de escala sinóptica
o menor. De hecho, Appenzeller & Davies [1992] acotan a estos fenómenos entre las
escalas sinóptica y la turbulenta. En este último caso, el intercambio turbulento ocupa el
rol fundamental dentro de STE en las zonas de influencia de las corrientes en chorro
[Shapiro, 1976, 1978, 1980] ya que los flujos verticales de calor turbulento crean o
– 26 –
destruyen Z [Apéndice A] a razón de 50% por día [Gidel & Shapiro, 1979]. Dado que
el rol que cumple la turbulencia es el de homogeneizar los gradientes, los flujos
turbulentos y verticales de calor terminan oradando los MTEs [Hartjenstein, 2000] a
expensas de la energía absorbida de escalas mayores, incluso hasta hacerlos desaparecer
en ciertos casos. Aún cuando el STE fuera un fenómeno de escala mayor a la sinóptica,
el mismo no puede ser fielmente reproducido por los modelos globales actuales salvo
por medio de parametrizaciones, debido a que la resolución espacial de un modelo de
escala global no puede reproducir correctamente procesos de escala menor a la
sinóptica, i.e. mesoescala y convección, los cuales se ha visto que juegan un papel
importante. Por ejemplo, un único evento extremo de interacciones sinópticas y de
mesoescala como el descripto en Bosart [1981] puede llegar a aportar la séptima parte
del total de entrada de aire estratosférico hacia la troposfera para un mes de invierno
[Spaete et al., 1994]. Es usual que el descenso de la tropopausa y la ciclogénesis sean
fenómenos simultáneos [e.g. Wandishin et al., 2000] pero en esta ocasión el primer
fenómeno se adelantó al segundo de 12 a 24 horas [Uccellini et al., 1985]. Para escalas
globales el STE puede evaluarse calculando la masa que atraviesa la superficie de 380
K, y no la tropopausa [Holton et al., 1995]. Podría tenerse la falsa impresión de que
STE tiene lugar siempre en una única dirección, ya sea troposfera→estratósfera o
estratósfera→troposfera. Lo cierto es que en todos los casos en los que existe
intercambio, éste se tiene en ambos sentidos, si bien uno de ellos es preponderante. Por
ejemplo, la ITCZ tiene un intercambio neto de masa hacia la estratósfera mientras que
para los eventos de latitudes extratropicales ocurre en la dirección inversa. Con respecto
a esto, Lamarque y Hess [1994] muestran que durante un evento de pliegue de la
tropopausa existe un dipolo para el intercambio de masa, una característica común de la
mayoría de estos eventos. Del total de masa intercambiada en esta simulación ≈56%
– 27 –
corresponde a intercambio estratósfera→troposfera. Es necesario hacer aquí una
salvedad importante. Existen dos visiones opuestas respecto de la caracterización de un
STE a escala global. La primera responde a un método más bien estadístico, en el cual
toda la información de eventos aislados de escala sinóptica (o menor) disponible es
recopilada, obteniéndose la correspondiente climatología [WMO, 1986]. En contraste,
la segunda visión establece que el STE no es más que un aspecto de la circulación
general de la atmósfera [Holton et al., 1995]. No es el objetivo de la presente tesis
establecer cuál de las dos visiones es la más acertada, de manera que no se seguirá
avanzando sobre este particular.
La irrupción de aire estratosférico hacia la troposfera está fuertemente ligada a la
posición
de
la
tropopausa,
ya
que
las
mayores
tasas
de
intercambio
estratósfera→troposfera se producen cuando la tropopausa se encuentra más alta
[Schoeberl, 2004]. Existen, además, indicios de que estas irrupciones son más
frecuentes en la época de transición entre el invierno y la primavera, en consistencia con
un aumento en las concentraciones de O3 estratosférico en la alta troposfera [Wang et
al., 2002]. Para la tropopausa, Bischoff et al. [2007] y Yuchechen [2004] muestran que
la altura de eventos simples se encuentra climatológicamente acotada por ambas alturas
de eventos de tropopausa doble. Sin embargo, el hecho de que la altura de la tropopausa
y la concentración de O3 estratosférico se encuentren negativamente correlacionados
[Steinbrecht et al., 1998; Yuchechen et al., 2004] dependerá de cuál haya sido la
tropopausa utilizada. Durante eventos de tropopausa doble habrá intercambio de masa e
inyección de O3 estratosférico hacia la alta troposfera. Las concentraciones de O3
estratosférico estarán, consecuentemente, correlacionada positivamente (negativamente)
con la altura de la tropopausa más alta (baja).
– 28 –
Las dos definiciones de tropopausa mencionadas hasta el momento son las que
más atención han captado por parte de la comunidad científica a lo largo de los años,
especialmente la dinámica. Existen no obstante definiciones alternativas, y su uso se
encuentra más o menos masificado. Ya ha sido mencionado que el concepto de
tropopausa dinámica falla en bajas latitudes. El nivel de 100 hPa se asocia
frecuentemente con la tropopausa de latitudes ecuatoriales [Mote et al., 1996], Newell
& Gould-Stewart [1981]. La gran ventaja que tiene esta definición es que el nivel de
100 hPa es un nivel estándar, algo que es muy conveniente a la hora de efectuar
comparaciones de carácter temporal. Cabe destacar aquí que no todas las veces que la
definición de tropopausa térmica es aplicada a un perfil de temperatura obtenida por una
radiosondeo se obtiene un resultado satisfactorio; sin embargo, el nivel de 100 hPa se
encuentra disponible de los modelos numéricos. La tropopausa de punto frío se
encuentra en el nivel para el cual el perfil de temperatura alcanza el mínimo valor, y
usualmente está por encima de la tropopausa térmica [Selkirk, 1993]. En cuanto al STE
se refiere, el mínimo valor de relación de mezcla de saturación (saturation mixing ratio,
SMR) parecería ser más importante que el valor de esta variable en el mínimo del perfil
de temperatura [Zhou et al., 2001a, 2001b] por lo que estos autores definen una nueva
tropopausa en el nivel del mínimo SMR. Asimismo, Bethan et al. [1996] definen una
tropopausa basada en concentraciones y gradientes de O3, aunque esta tropopausa no se
deriva de una definición en el sentido estricto de la palabra, sino más bien de la
inspección de un gran número de perfiles de O3. Similarmente, en Browell et al. [1996]
también se utiliza la concentración de O3 para estimar la altura de la tropopausa. Cabe
destacar que, si bien la tropopausa química no ha sido investigada en profundidad, su
uso práctico es muy conveniente puesto que las distribuciones de distintas especies
químicas (N2O, CH4, CFCs e incluso elementos radiactivos) son muy distintas a uno y
– 29 –
otro lado de la tropopausa [Sheperd, 2002]. Por otro lado, dado que normalmente los
topes nubosos de la convección profunda adoptan una forma de yunque debido a la
presencia de una capa estable en la región de UT/LS, estos topes nubosos también
pueden utilizarse como una nueva definición de tropopausa.
El estudio de la tropopausa puede tener carácter de pronóstico, dada la relación
que existe entre un descenso de ella y fenómenos de desestabilización de la troposfera,
como así también de diagnóstico, en el sentido de que la posición de la tropopausa
responde a varios forzantes climáticos, entre ellos el antropogénico [Santer et al., 2003].
Adicionalmente, Nielsen-Gammon [2001] describe varios fenómenos que pueden ser
diagnosticados a través de la tropopausa. De esta forma, la tropopausa podría usarse
como una variable alternativa para estudios de cambio global y cambio climático. Con
respecto a esto, por medio de la tropopausa térmica se ha revelado que el área que ocupa
la franja tropical se ha incrementado [Seidel & Randel, 2007]. Desafortunadamente, en
cuanto al estudio de la tropopausa utilizando datos de radiosondeo se refiere, la
bibliografía no es lo abundante que se requiere para comprender el comportamiento de
la UT/LS. Si bien es cierto que existen trabajos usando datos de radiosondeo e incluso
efectuando comparaciones con resultados obtenidos para otros tipos de datos,
primordialmente son a escala global [Hoinka, 1998, 1999; Seidel & Randel, 2006;
Randel et al., 2007] por lo que es muy factible que cualquier efecto regional quede
parcial o completamente enmascarado. La lista de estudios regionales de la tropopausa
con datos de radiosondeo tampoco es muy extensa. Por ejemplo, Krishna Murthy et al.
[1986] efectúan un estudio de la tropopausa de latitudes bajas sobre India, mientras que
Bischoff et al. [2007] lleva a cabo un análisis similar para tres estaciones de
radiosondeo argentinas. Este último trabajo es uno de los pocos existentes acerca del
– 30 –
tema en nuestra región, y es importante destacar que todos los fenómenos relacionados
con la presencia de MTEs han sido poco o nada estudiados en la región. Asimismo, una
climatología robusta de la misma tropopausa en la región es un área de estudio casi
vacante, a excepción de los trabajos de Yuchechen [2004] y Bischoff et al. [2007]. Por
esto, es intención de la presente tesis llenar esas áreas de conocimiento vacantes en
cuanto a la estructura regional del comportamiento de la tropopausa se refiere, y sentar
las bases para futuras investigaciones de los fenómenos relacionados con MTEs,
fundamentalmente STE.
– 31 –
2.
DATOS Y METODOLOGÍA
La información utilizada corresponde puramente a datos provenientes de
radiosondeos, los cuales han sido obtenidos de una base de datos mundial que pertenece
al Departamento de Ciencias de la Atmósfera, Escuela de Ingeniería, Universidad de
Wyoming. La mencionada base de datos se inicia en 1973, es de dominio público, y se
encuentra disponible en http://weather.uwyo.edu/upperair/sounding.html. Como regla
general, cada sondeo incluye las siguientes variables: presión, altura, temperatura,
temperatura de rocío, relación de mezcla, humedad relativa, dirección e intensidad del
viento, temperatura potencial, temperatura potencial equivalente, y temperatura
potencial virtual, como así también información sobre la estación e índices derivados de
los parámetros obtenidos en el sondeo, si bien no todas las variables se encuentran
disponibles para cada perfil vertical. Particularmente, el viento es una variable delicada.
Las horas para las cuales pueden existir datos en cada una de las estaciones de
radiosondeo de la red mundial se han estandarizado comenzando a las 00Z y a
intervalos de 3 horas. De esta manera solamente habrá datos disponibles para las 00Z,
03Z, 06Z, 09Z, 12Z, 15Z, 18Z y 21Z. Dependiendo de la ubicación geográfica de cada
estación, existirá mayor densidad de datos para cierta hora en particular, si bien existen
estaciones que efectúan lanzamientos a intervalos regulares de 6 horas, como por
ejemplo la ubicada en Mount Pleasant, base aérea civil y militar dependiente de la Real
Fuerza Aérea, en las Islas Malvinas; los datos de esta estación se incluirán en el presente
trabajo.
– 32 –
Para llevar a cabo el presente estudio se utiliza información proveniente de 22
estaciones de radiosondeo ubicadas en la región sur de Sudamérica. Las mencionadas
estaciones se muestran en la Tabla 3.1, y la región que ellas delimitan se encuentra
comprendida por las latitudes de ≈16ºS y 53ºS y las longitudes de ≈43ºO y ≈71ºO (ver
Figura 3.1). Es importante mencionar que no existen otras estaciones de radiosondeo
cercanas a los límites oriental y occidental de esta región. En efecto, la estación
occidental más cercana a la costa chilena se encuentra en Isla de Pascua, ubicada a 3500
km al este, mientras que la estación oriental más cercana al área mencionada ese
encuentra en la Isla Gough, ubicada a 3200 kilómetros del punto más cercano de
Sudamérica. Asimismo, Punta Arenas es la estación continental sudamericana operativa
más austral.
– 33 –
Número
Nombre Estación
WMO
83566
Belo Horizonte
83612
Campo Grande
83746*
Rio de Janeiro – Galeão
83780
São Paulo – Congonhas
83827
Foz do Iguaçu
83840*
Curitiba
83971
Porto Alegre
85201
La Paz
85442*
Antofagasta
85543* Base Aérea Militar Quintero
85799*
Puerto Montt
85934*
Punta Arenas
87047
Salta
87155*
Resistencia
87344
Córdoba
87418
Mendoza
87576*
Ezeiza
87623
Santa Rosa
87715*
Neuquén
87748
Comandante Espora
87860*
Comodoro Rivadavia
88889*
Mount Pleasant (RAF)
Código
OACI
SBCF
SBCG
SBGL
SBSP
SBFI
SBCT
SBPA
SLLP
SCFA
SCER
SCTE
SCCI
SASA
SARE
SACO
SAME
SAEZ
SAZR
SAZN
SAZB
SAVC
EGYP
Latitud
Longitud
19º49’S
20º28’S
22º48’S
23º37’S
25º31’S
25º31’S
30º00’S
16º31’S
23º26’S
32º46’S
41º26’S
53º00’S
24º51’S
27º27’S
31º19’S
32º50’S
34º49’S
36º34’S
38º57’S
38º44’S
45º46’S
51º49’S
43º55’O
54º40’O
43º15’S
46º39’O
54º35’O
49º09’O
51º11’O
68º11’O
70º26’O
71º31’O
73º05’O
70º50’O
65º29’O
59º02’O
64º13’O
68º46’O
58º31’O
64º16’O
68º07’O
62º10’O
67º30’O
58º27’O
Elevación
(m)
827
567
42
802
180
908
3
4038
137
8
79
33
1221
52
474
704
20
191
271
75
46
73
Tabla 3.1 – Estaciones de radiosondeo utilizadas. La ubicación de las estaciones se
presenta en la Figura 1. Puesto que la mayoría de las estaciones de radiosondeo se
ubican en aeropuertos, el código OACI corresponde al designado por la Organización
de Aviación Civil Internacional para cada una de ellas. Las estaciones marcadas con un
asterisco forman parte de un conjunto de 188 estaciones que intenta optimizar la
cobertura global, tanto espacial como temporalmente [Wallis, 1998].
– 34 –
Figura 3.1 – Ubicación de las estaciones de radiosondeo utilizadas. La región para la
cual se confeccionan los campos espaciales queda delimitada por la ubicación de las
estaciones más boreal (SLLP), austral (SCCI), occidental (SCTE) y oriental (SBGL).
– 35 –
El período temporal cubierto por la base de datos de cada estación se muestra en
la Tabla 3.2, como así también el porcentaje de sondeos disponibles. La mencionada
tabla sólo muestra las horas 00Z y 12Z, que son aquellas para las cuales existe mayor
densidad de datos pues, salvo raras excepciones, la presencia de datos en otras horas es
más bien esporádica. La tabla muestra en negrita aquellos porcentajes que superan el
75% de datos. De las 22 estaciones mostradas, 8 poseen cantidad de información que
supera este porcentaje para las 12Z, cosa que también ocurre a las 00Z para EGYP.
→
Tabla 3.2 – Porcentaje de sondeos disponibles, de tropopausas detectadas (simples y
múltiples) y de datos disponibles para 500 y 100 hPa. Los porcentajes reflejados en las
últimas tres columnas están calculados con respecto a la cantidad de sondeos
disponibles. Valores en negrita reflejan un mínimo de 75% de datos.
– 36 –
Estación
83566
83612
83746
83780
83827
83840
83971
85201
85442
85543
85799
85934
87047
87155
87344
87418
87576
87623
87715
87748
87860
88889
Hora
Período
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
02/08/94-27/03/07
01/08/94-30/12/07
25/01/73-31/12/07
05/01/73-31/12/07
25/01/73-31/12/07
01/01/73-31/12/07
17/02/73-26/05/00
02/01/73-26/10/00
03/10/96-31/12/97
27/10/92-31/12/07
04/06/73-31/12/07
02/01/73-31/12/07
25/01/73-31/12/07
03/01/73-31/12/07
11/10/88-23/07/94
18/10/73-21/02/96
25/01/73-25/10/99
04/01/73-31/12/07
10/01/73-31/07/99
22/01/73-30/07/99
26/01/73-01/07/99
24/01/73-31/12/07
08/07/86-10/03/98
22/07/76-31/12/07
03/01/73-20/08/86
05/01/73-26/03/07
02/01/73-02/05/91
04/01/73-31/12/07
04/01/73-12/11/90
03/02/73-31/12/07
26/01/76-23/03/95
21/01/76-05/11/06
02/01/73-04/06/01
01/01/73-31/12/07
09/01/73-29/08/86
25/01/73-31/12/07
01/01/73-11/11/80
03/01/73-19/07/01
22/01/73-17/10/86
22/01/73-26/10/93
10/01/73-11/11/92
02/01/73-31/12/07
27/03/88-31/12/07
07/04/88-31/12/07
Porcentaje de datos disponibles
Sondeos Tropopausa 500 hPa 100 hPa
20.64
86.69
95.60
92.24
66.57
93.65
98.93
97.67
49.31
42.90
95.74
81.85
69.65
47.59
95.20
86.59
57.24
65.08
96.66
83.81
89.21
78.67
97.47
90.07
46.46
47.99
95.53
80.03
68.04
85.35
96.75
89.32
41.73
80.46
98.02
89.44
59.38
89.46
97.87
92.56
44.45
56.80
96.56
81.08
71.29
77.85
97.04
86.53
54.22
69.64
96.39
83.25
86.91
79.93
96.89
89.21
0.09
0.00
100.00
100.00
33.70
66.41
97.93
87.86
30.80
50.98
74.04
90.93
68.38
87.77
95.42
86.72
69.50
75.05
94.56
81.18
72.82
86.75
94.03
83.39
14.90
58.28
96.38
84.77
87.12
81.15
96.34
89.81
16.77
64.34
97.48
86.01
86.24
81.54
96.67
85.81
16.25
47.84
68.36
87.02
61.31
77.23
87.96
79.73
21.12
52.40
70.16
89.96
77.72
78.09
89.63
81.57
17.92
56.46
59.97
80.75
77.04
78.08
89.49
77.46
9.40
51.98
74.77
60.49
47.39
69.12
72.18
83.71
60.46
78.70
94.12
83.75
92.16
85.29
95.08
86.47
20.50
69.25
49.95
46.82
73.02
70.24
81.67
80.44
29.03
63.73
62.62
82.84
65.31
79.00
90.53
75.96
7.08
52.96
33.52
85.63
45.14
65.82
54.57
85.33
17.65
71.46
68.18
83.42
73.61
87.96
93.23
83.26
80.66
96.58
89.34
95.60
81.63
97.40
89.31
96.53
– 37 –
La Tabla 3.2 muestra también el porcentaje de datos disponibles para las
tropopausas detectadas, como así también para los niveles de 500 y 100 hPa, todos
calculados en base a la cantidad de sondeos disponibles. El porcentaje de disponibilidad
de datos de 100 hPa con respecto a 500 hPa es menor en la mayoría de las estaciones, lo
cual indica que, en general, no todos los sondeos que atraviesan el nivel de 500 hPa
llegan a 100 hPa. No obstante ello, la densidad de datos para 100 hPa sigue siendo
interesante. También como regla general puede enunciarse que el porcentaje de
tropopausas detectadas aumenta hacia el sur, fenómeno que no es casual y luego será
explicado.
El algoritmo utilizado para detectar la tropopausa es el siguiente. Una vez
separados los niveles estándar y significativos para cada sondeo disponible, las
tropopausas son calculadas a partir de perfiles que contienen solamente a estos últimos.
Los cálculos son llevados a cabo con un programa escrito en lenguaje FORTRAN, que
tiene la capacidad de detectar hasta cinco tropopausas diferentes. Los eventos de
tropopausa simple y múltiple son separados uno de otro, pues responden a fenómenos
diferentes. De todas las variables existentes para cada nivel solamente seis son retenidas
para las tropopausas: presión, altura, temperatura, temperatura potencial, dirección e
intensidad de viento. A excepción de la presión, las mismas variables son retenidas para
500 y 100 hPa. El número de tropopausas simples, dobles, y múltiples (en donde se
incluyen todos los eventos que no se clasifican como los dos anteriores) es
contabilizado y se obtienen los porcentajes con respecto a las tropopausas detectadas, tal
y como lo muestra la Tabla 3.3. Los eventos de tropopausa simple son dominantes en
todas las estaciones, aunque su presencia disminuye hacia el sur a favor de un aumento
de eventos de tropopausa múltiple. En efecto, las estaciones en las que se cuenta la
– 38 –
mínima cantidad de eventos múltiples se encuentran en el borde norte de la región
estudiada, mientras que el máximo se tiene sobre SAEZ. Estos resultados se encuentran
directamente relacionados con la presencia de regiones de alta variabilidad inducidas
por el jet subtropical. Con respecto a esto, es particularmente interesante la Fig. 6 de
Hoskins y Hodges [2005] que muestra que la Llanura Pampeana es una de las regiones
de Sudamérica en las que existe mayor generación de sistemas ciclónicos. El área de
influencia de los sondeos lanzados en SAEZ se encuentra justamente dentro de la región
mencionada. La otra región preponderante en cuanto a ciclogénesis se refiere está
ubicada al sur de la región ya mencionada, y no está vinculada a algún tipo de jet
semipermanente sino a la regeneración de los sistemas luego de cruzar la cordillera de
los Andes [Hoskins y Hodges, 2005]. En sí, la topografía ocupa un papel preponderante
en la ciclogénesis [Inatsu y Hoskins, 2004] y los altos porcentajes de eventos de
tropopausa múltiple tanto en SAVC como en EGYP responden a este último fenómeno.
Los resultados presentados en la Tabla 3.3 están de acuerdo con aquellos trabajos que
establecen que la presencia de eventos de tropopausa múltiple se asocia a zonas
baroclínicas [Staley, 1960, 1962, 1982; Danielsen, 1968; Yuchechen et al., 2009]. En
efecto, la porción sudamericana de las storm tracks del Hemisferio Sur [Trenberth,
1991; Hoskins y Hodges, 2005] forma parte de zonas hemisféricas en las cuales la tasa
de crecimiento de las perturbaciones es significativamente mayor que en otras regiones
del hemisferio. Para los Océanos Atlántico e Índico Sur los storms tracks ocupan
mayormente la franja de 45ºS de latitud. Por otro lado, el desdoblamiento del jet sobre
el Pácifico Sur en sus ramas polar y subtropical [Bals-Elsholz et al., 2001]
particularmente en invierno, hace que existan dos latitudes donde la tasa de crecimiento
de las perturbaciones es significativa: 30º S y 60ºS [Berbery y Vera, 1996].
– 39 –
Estación
83566
83612
83746
83780
83827
83840
83971
85201
85442
85543
85799
85934
87047
87155
87344
87418
87576
87623
87715
87748
87860
88889
Hora
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
Simple
87.79
86.12
90.52
89.52
85.90
84.28
84.96
84.31
78.32
77.66
79.99
78.76
65.55
64.73
0.00
90.37
87.87
80.96
65.51
63.83
75.42
62.42
75.22
65.00
85.01
82.48
77.06
76.72
79.24
62.14
83.92
65.99
60.60
51.41
74.68
55.91
86.35
60.35
88.83
75.99
76.81
54.37
62.68
58.56
– 40 –
Tropopausa
Doble Múltiple
12.21
0.00
13.75
0.13
9.34
0.15
10.34
0.14
13.93
0.17
15.53
0.19
14.77
0.27
15.41
0.29
21.17
0.51
21.70
0.65
19.63
0.38
20.86
0.38
1.41
33.04
1.90
33.37
0.00
0.00
9.52
0.11
11.67
0.46
17.94
1.10
3.34
31.15
4.23
31.93
20.76
3.82
9.59
27.99
19.78
5.00
9.15
25.85
14.73
0.26
16.80
0.73
22.67
0.27
22.06
1.22
19.70
1.06
4.34
33.52
14.91
1.17
3.96
30.05
3.75
35.65
5.80
42.78
24.33
0.99
5.21
38.88
13.27
0.38
6.62
33.04
10.64
0.53
22.59
1.42
20.57
2.63
32.27
13.35
8.50
28.82
31.11
10.33
←
Tabla 3.3 – Porcentaje de tropopausas simples, dobles y múltiples. Los valores en
negrita denotan ocurrencia del tipo de tropopausa, mayor a 75% para tropopausas
simples, a 25% para tropopausas dobles, y a 10% para tropopausas múltiples.
Es también interesante tener una idea, al menos aproximada, de la cantidad de
eventos múltiples que no son detectados porque el globo que arrastra los aparatos de
medición se destruye. A tal fin no pueden usarse los niveles significativos para este
propósito pues, por definición, son incomparables de un sondeo a otro. Sin embargo,
esto no ocurre con los niveles estándar. Así, una climatología del último nivel estándar
reportado dará una idea aproximada del nivel para el cual el radiosonda deja de tomar
datos, normalmente debido a que el equipo utilizado se destruye. Entonces, el número
de datos disponibles para todos los niveles estándar comprendidos entre 850 y 10 hPa
fue contabilizado en relación a la cantidad de sondeos disponibles para cada estación.
En resumen, es justamente entre 100 y 50 hPa que la cantidad de datos para los niveles
estándar decrece dramáticamente (resultados no mostrados). Se desprende de esto que
aquellas tropopausas más altas, ubicadas usualmente en latitudes más cercanas al
Ecuador, son detectadas como eventos simples aún cuando exista otra tropopausa por
encima de la primera, o directamente no sean detectadas dado que la tropopausa se
encuentra por encima del nivel para el cual el globo dejó de medir. Esto también
explicaría el hecho de que los mayores porcentajes de eventos múltiples tengan lugar en
latitudes mayores, pues aquí la tropopausa se encuentra más baja. Así, una explicación
tentativa acerca de la mayor presencia de eventos de tropopausa múltiple en regiones de
mayores latitudes surge como la combinación del nivel medio de pérdida del globo y las
zonas de alta variabilidad. No obstante, que la mayor presencia de eventos múltiples
tenga lugar sobre SAEZ refleja el hecho de que los procesos locales influyen de manera
crítica sobre la tropopausa. De todas maneras, la explicación expuesta puede tomarse
– 41 –
como una buena aproximación a la regla general, y los casos particulares deben ser
analizados con mayor detalle. Ya fueron mencionados los correspondientes a EGYP,
SAEZ y SAVC en relación con zonas ciclogenéticas. El análisis de este tipo de
situaciones para el Hemisferio Sur es tremendamente dificultoso. Por un lado, la red
aerológica se ubica primordialmente en zonas continentales, de manera que solamente
utilizando este tipo de datos quedan vacías extensas regiones ubicadas sobre los
océanos. Por otro lado, el análisis podría llevarse a cabo utilizando datos de reanálisis,
los cuales están disponibles en puntos de grilla a intervalos espaciales regulares. Pero
aquí aparece otro inconveniente, puesto que la tropopausa es por definición un nivel
significativo y las salidas de los modelos se efectúan para niveles estándar. Si bien
existen algoritmos que permiten el cálculo de tropopausas usando niveles estándar
[Reichler et al., 2003; Zängl y Hoinka, 2001], estos solamente estiman la ubicación de
la tropopausa real, además de que permiten el cálculo de una única tropopausa. A este
punto la solución vendría de la mano de un análisis de aquellas zonas en las cuales la
única tropopausa obtenida presente la mayor variabilidad, la cual debería coincidir con
las regiones de mayor variabilidad antes mencionadas como storm tracks. También
haciendo uso de datos de reanálisis podría usarse la vorticidad potencial, en cuyo caso
las superficies isertélicas que denotan a la tropopausa presentarían pliegues en las
regiones de los storm tracks, pero el inconveniente con este método es que no hay un
valor preestablecido en unidades de vorticidad potencial con el cual designar a la
tropopausa, y más aún este valor depende de la región a analizar. Claramente, el
problema está lejos de ser sencillo, y quizás una combinación de todos los métodos
mencionados sería la más acertada. Sea cual fuera el método adoptado, las zonas de
mayor variabilidad de la tropopausa debería coincidir con las regiones ocupadas por los
storm tracks, tal y como se sugiere en Yuchechen et al. [2009]. Naturalmente, regiones
– 42 –
privilegiadas serán aquellas ubicadas en cercanías a jets troposféricos de capas altas
[Sinclair, 1995]
Luego de obtener las tropopausas en cada estación se llevó a cabo un proceso de
selección a cada variable con el objeto de descartar valores potencialmente erróneos. La
dirección del viento no se ha incluido en este proceso puesto que es una variable
circular. Matemáticamente, el proceso de selección para cada una de las variables se
escribe de la manera mostrada en (3.1)
xij − x j ≤ 2σ j
(3.1)
La ecuación anterior se lee de la siguiente forma: si la diferencia entre el valor de la
variable x para el día i y el mes j y el valor medio de la variable en el mes j no
supera en valor absoluto el doble del valor del desvío estándar de la variable en cuestión
para el mismo mes j , el valor de xij se acepta como correcto, y se descarta si ocurre lo
contrario. Llegado el caso (bastante común) de que no se disponga de alguna de las
variables de viento el nivel de tropopausa no se descarta, salvo que alguna de las
variables restantes no pase el proceso de selección. Dado que es común en los sondeos
que las variables de viento no sean informadas, se adopta este criterio con el fin de no
descartar valores en los niveles relevantes que puedan llegar a ser útiles a los efectos del
presente estudio. Naturalmente, se retienen aquellas tropopausas que pasen el proceso
de selección para todas sus variables. Un proceso de selección similar se aplica a los
niveles de 500 y 100 hPa. En la Tabla 3.4 se presenta el porcentaje de datos rechazados
en relación a la cantidad de datos disponibles para cada una de las estaciones, y puede
apreciarse que el porcentaje rechazado de tropopausas dobles en cada estación es
– 43 –
aproximadamente el doble que el rechazado para tropopausas simples. Esto es así
justamente porque para tropopausas dobles se analiza el doble de variables. En general,
la hora 00Z tiene mayor porcentaje de valores descartados debido a que existe menor
densidad de datos para esta hora. Como regla general el porcentaje aumenta hacia el sur,
un resultado que no es fortuito. Muy por el contrario, el proceso de selección aporta un
método alternativo para determinar las zonas de mayor variabilidad, pues a mayor
variabilidad también mayor porcentaje de valores rechazados. De esta manera, la Tabla
3.4 aporta el indicio de que la región sur del dominio analizado es una de gran
variabilidad. Solamente observando los valores incluidos en la tabla se podría concluir
cuáles serán las regiones con mayor cantidad de eventos de tropopausa múltiple, aunque
no deben obtenerse conclusiones apresuradas puesto que la Tabla 3.4 no discrimina los
resultados por mes, y bien podrían existir regiones con alta variabilidad sólo ciertas
épocas del año, y no a lo largo del año completo. Por ejemplo, por lo explicado
anteriormente en cuanto a la baroclinicidad dentro de las regiones de influencia del jet
subtropical, cuando éste migre hacia el sur existirá un aumento de variabilidad para las
estaciones ubicadas en la porción sur del dominio de estudio.
→
Tabla 3.4 – Porcentaje de datos rechazados. Valores en negrita denotan menos del 10%
de valores descartados.
– 44 –
Estación
83566
83612
83746
83780
83827
83840
83971
85201
85442
85543
85799
85934
87047
87155
87344
87418
87576
87623
87715
87748
87860
88889
Hora
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
00Z
12Z
Tropopausa
Simple Doble
10.06
18.81
19.29
9.20
19.44
8.56
21.23
9.02
18.13
7.84
18.09
8.03
19.51
8.74
18.15
7.28
11.30
22.60
10.76
19.41
18.85
7.88
17.09
8.91
17.78
9.44
19.64
8.81
–
–
41.38
8.00
19.55
9.64
17.88
8.07
11.35
21.13
11.29
19.50
12.66
17.24
11.31
21.03
11.27
16.48
10.84
20.98
12.46
22.81
22.23
8.85
11.56
22.02
19.58
8.42
11.28
42.31
20.38
9.32
12.54
23.53
19.96
9.83
11.83
21.64
10.98
21.21
10.61
25.58
11.80
21.37
18.04
55.07
11.86
20.99
22.61
90.00
44.20
9.64
12.39
21.81
12.58
21.49
11.12
21.65
10.58
22.49
– 45 –
500 hPa
100 hPa
11.18
9.48
7.49
6.93
7.65
6.48
9.68
7.81
9.23
8.94
8.21
8.60
8.37
7.64
–
5.01
7.24
5.41
6.19
6.88
9.45
8.11
8.75
8.18
10.37
5.62
7.00
5.48
8.69
5.73
10.98
6.54
8.67
7.85
10.00
5.84
8.28
6.04
11.18
7.63
8.06
8.28
9.42
9.53
10.45
8.88
21.13
14.88
19.22
13.44
7.32
6.24
8.35
10.21
6.66
6.06
6.15
8.65
–
6.79
8.17
8.17
6.94
6.38
9.35
8.71
9.59
7.99
11.21
5.40
8.17
6.60
8.27
6.49
11.81
6.11
8.18
7.82
10.67
5.58
22.50
5.62
59.66
10.22
8.60
6.97
11.12
11.46
La siguiente sección, que se encuentra dividida en dos subsecciones, muestra los
resultados obtenidos. En la primera parte se presentan las estructuras espaciales
asociadas a los valores medios y desvíos estándar mensuales de varias variables de la
tropopausa. Para ello se ha utilizado toda la información disponible sin distinción en las
horas de lanzamiento de los radiosondeos. Las variables incluidas en los resultados
obtenidos son aquellas que han pasado el proceso de selección. Los campos mostrados
son producto de un proceso de interpolación que utiliza los puntos en los que hay datos
para generar los mapas.
La segunda parte de la sección de resultados presenta las estructuras espaciales
de acoplamiento entre la tropopausa y los niveles estándar de 500 y 100 hPa, como así
también su evolución temporal, a lo largo del “año climático” o ciclo medio anual, el
cual se obtiene calculando los valores medios de altura geopotencial de tropopausas
simples y dobles y 500 y 100 hPa, para cada uno de los 366 días que lo componen.
Nuevamente, sólo los datos que han pasado el proceso de selección se incluyen en estos
cálculos. Con el objeto de minimizar la falta de datos, los valores medios para cada día
se calculan haciendo uso de toda la información disponible, y no solamente datos de
00Z y 12Z, que son las horas mostradas en las tablas anteriores. Con todo, el
procedimiento no asegura la ausencia de datos faltantes, y de ser este el caso se efectúa
una interpolación lineal. A modo de ejemplo, la Figura 3.2 muestra el año climático
para tropopausas, 500 y 100 hPa en SAEZ.
– 46 –
!"#$%&'()*
+
+
+
+
!"#$%&'()*
!"#$%&'()*
+
+
+
+
+
Figura 3.2 – Año climático en SAEZ para las variables analizadas. El panel (a) muestra
la tropopausa simple (gris) y las tropopausas correspondientes a eventos dobles (negro);
el panel (b) muestra 500 hPa (negro) y 100 hPa (gris). La escala vertical en el panel (a)
se muestra constante para todas las variables incluidas con el objeto de notar que, en
términos generales, la tropopausa simple se ubica entre ambas tropopausas de eventos
dobles.
– 47 –
En la Figura 3.2 puede notarse que existen ciclos montados en las series
temporales presentadas, lo cual en mayor o menor grado es una característica de todas
las estaciones, si bien en la figura mostrada los ciclos para ambas tropopausas de
eventos dobles se encuentran algo ocultos tanto debido a la variabilidad intrínseca como
a la escala utilizada. Con el objeto de extraer de las series temporales cierto
comportamiento determinístico, a cada una de ellas se le efectúa un análisis de Fourier
para determinar los ciclos dominantes. Para cada una de las series, el valor medio y
aquellos armónicos que expliquen 10% o más de la varianza total son extraídos, de
manera de tener nuevas series temporales a partir de las originales, pero de anomalías,
para cada una de las variables en cada una de las estaciones. Matemáticamente se tendrá
que las nuevas series se generarán como sigue
N


x ′(t ) = x(t ) −  x(t ) + ∑ ( An cos ω n t + Bn senω n t )
n =1


(3.2)
donde t es un número entero con 1 ≤ t ≤ 366 . Si todos los armónicos fueran retenidos
N = 183 y la expresión x ′(t ) sería nula. Sin embargo, usualmente son los primeros
armónicos los que se llevan la mayoría de la varianza, y típicamente N ≤ 2 .
El Método de Componentes Principales (Principal Components Analysis) [e.g.
Lattin et al., 2003, Cap. 4] es llevado a cabo usando la matriz de correlación en modo S
[Richman, 1986]. Si bien existe en la literatura una amplia gama de nomenclaturas para
este método, aquí se adoptará la siguiente: cada autovector de la matriz de correlación
será nombrado como EOF (del inglés Empirical Orthogonal Function) mientras que la
serie temporal de coeficientes asociada a cada EOF [Kutzbach, 1967, 1970] será
– 48 –
referida como factor score o simplemente score. De la misma manera que los EOFs son
mutuamente ortogonales en el espacio, los scores son ortogonales entre sí en el tiempo,
jugando el papel de coeficientes (dependientes del tiempo) para cada EOF. Para
mayores detalles en la definición de estos coeficientes referirse al Apéndice B.
El método permite el análisis simultáneo del acoplamiento entre la tropopausa,
500 y 100 hPa. Sin embargo, bajo estas condiciones el acoplamiento entre ambos
niveles significativos podría enmascarar a los otros dos. Para sortear este posible
inconveniente se estudiará separadamente el acoplamiento entre la tropopausa y cada
nivel significativo. Se debe armar la matriz Z [ver Apéndice B] de forma tal que posea
366 columnas, una correspondiente a cada día del ciclo anual medio, mientras que el
número de filas debe ser igual al doble de la cantidad de estaciones utilizadas en el
análisis. Cada fila de la mitad superior de Z corresponde a los valores estandarizados
de anomalías de altura de alguna tropopausa obtenidas con (3.2) , independientemente
para cada una de las estaciones. Lo mismo ocurre con las filas de la mitad inferior, pero
incluyendo las anomalías de 500 o 100 hPa, según sea el caso analizado. La matriz de
correlación se obtiene haciendo R = ZZ T y sus autovalores y autovectores se calculan
por medio de algún método numérico. En nuestro caso el método elegido es el de las
transformaciones de Jacobi [Golub y VanLoan, 1989], cuya esencia radica en efectuar
sucesivas rotaciones a lo largo de distintos ejes hasta encontrar una matriz diagonal,
pues para este tipo de matrices la obtención de los autovalores es directa.
– 49 –
4.
RESULTADOS: CLIMATOLOGÍA ESTACIONAL DE TROPOPAUSAS
Los estudios sobre el comportamiento de la tropopausa en nuestra región son
casi inexistentes. La ubicación de la tropopausa puede intuirse de perfiles verticales
medios mensuales de temperatura [Velasco & Necco, 1981], pero sólo sobre algunas
localidades argentinas. Más recientemente, Yuchechen [2004] y Bischoff et al. [2007]
realizaron un estudio climatológico de presión, altura, temperatura y temperatura
potencial de tropopausas sobre tres localidades argentinas haciendo uso de tropopausas
térmicas calculadas por el Servicio Meteorológico Nacional (SMN) a partir de datos de
radiosondeo para el período 1968-1997. Puesto que la tropopausa ha sido poco
estudiada en nuestra región, el objetivo del presente capítulo es presentar una
climatología de las distintas tropopausas sobre diferentes localidades de Argentina,
Brasil y Chile. Además, se ensayarán distintas explicaciones para tratar de justificar los
resultados obtenidos.
Si bien existen trabajos que presentan estructuras espaciales de la tropopausa a
nivel mundial [Hoerling et al., 1991; Hoinka, 1998, 1999] la información utilizada
corresponde mayormente a la obtenida a través de los reanálisis, principalmente porque
existen vastas regiones del Globo con ausencia de información, siendo críticas las
regiones oceánicas sobre todo en el Hemisferio Sur (HS). Estos resultados proveen el
primer paso en el conocimiento del comportamiento de la tropopausa, pero presentan
ciertas desventajas. Por ejemplo, el algoritmo utilizado [Zängl & Hoinka, 2001;
Reichler et al., 2003] no permite identificar tropopausas múltiples, factor necesario en el
estudio del intercambio estratosfera-troposfera (stratosphere-troposphere exchange,
STE). Asimismo, los campos presentados se encuentran muy suavizados en función del
– 50 –
retículo utilizado en cada caso. De esta forma, no es fácil comprender cuál es la
participación que tiene la tropopausa en la evolución de las distintas escalas temporales
de la atmósfera.
Dicho esto, en esta sección se presentará una climatología de tropopausas
simples y dobles sobre el área delimitada por 43º15’O-73º05’O y 16º31’S-53º00’S. En
este caso las tropopausas térmicas son calculadas a partir de los datos de radiosondeo en
las estaciones mencionadas en la Tabla 3.1, por medio de un algoritmo basado en la
definición de la Organización Meteorológica Mundial [World Meteorological
Organization, 1992]. Las estructuras espaciales que se muestran a continuación fueron
confeccionadas por medio de interpolaciones entre los puntos en los que existen datos,
i.e. donde se tienen estaciones aerológicas operativas dentro del período analizado y
donde no hay datos faltantes para los niveles estudiados. Dado que en nuestra región la
red aerológica dista mucho de simular una separación homogénea de puntos de grilla
como la de las salidas de los modelos de reanálisis, no en todos los casos los contornos
mostrados serán suaves. Asimismo, para evitar distorsiones espurias generadas por
extrapolaciones sobre regiones sin datos, toda la región del Océano Atlántico Sur
ubicada al este de las Islas Malvinas ha sido enmascarada. Finalmente, con el fin de
permitir comparaciones entre mapas, cada uno de ellos está confeccionado, para cada
variable y cada nivel particular, con la misma escala cromática.
– 51 –
4.1
Tropopausas Simples
4.1.1
Valores Medios
La Figura 4.1 corresponde a los campos medios de presión de tropopausa simple
para cada estación del año: verano (DEF), otoño (MAM), invierno (JJA) y primavera
(SON). En general las isobaras adoptan una posición prácticamente zonal, salvo en los
extremos norte y sur del dominio, en los cuales se visualiza una entrada de menores y
mayores presiones, respectivamente. Ya la primera variable presentada permite estimar
la posición de la región de mayor variabilidad para cada una de las épocas del año. En
efecto, puede verse que el máximo gradiente meridional ∂p ∂ϕ cambia de posición a lo
largo del año, ubicándose entre 35º S y 40º S durante el verano, alrededor de 30º S
durante el invierno, y adoptando una posición intermedia durante los equinoccios.
Asimismo, el apretamiento entre las isobaras alrededor de 30º S es mayor durante la
primavera que en invierno, de manera que es esperable que la variabilidad en primavera
también sea importante. El comportamiento descripto está ligado a la migración
latitudinal del jet subtropical (subtropical jet, STJ), que se encuentra en su posición más
austral (boreal) durante el verano (invierno).
– 52 –
Figura 4.1 – Campos medios de presión de la tropopausa simple para verano (DEF)
(arriba, izquierda), otoño (MAM) (arriba, derecha), invierno (JJA) (abajo, izquierda) y
primavera (SON) (abajo, derecha). Los valores mostrados se expresan en hPa y la
separación entre isobaras es de 10 hPa. Las zonas más oscuras corresponden a menores
presiones. También se indican las estaciones utilizadas para generar los campos.
– 53 –
La climatología presentada también es capaz de detectar la presencia de un eje
de cuña (vaguada) a barlovento (sotavento) de los Andes, sobre todo en el centro del
dominio y más marcado durante la segunda mitad del año, en coincidencia con los
mayores gradientes meridionales. El efecto que tienen las montañas sobre la atmósfera
es bien conocido [e.g. Smith, 2003, y referencias allí incluidas], de manera que este es
un resultado esperable pues la presencia de una cadena montañosa con una escala
espacial como la de los Andes no puede pasar desapercibida.
Si se efectuara un corte meridional a lo largo de una dada longitud podría
observarse que las presiones se incrementan hacia el sur. Para grandes escalas, la
presión y la altura se relacionan por medio de la ecuación barométrica, la cual se deriva
directamente de la ecuación hidrostática
∂p ∂z = − ρg
(4.1)
En otras palabras, a mayor presión menor altura (y viceversa) pues la tasa de
crecimiento de p con z es negativa. Entonces altas (bajas) presiones en la Fig. 4.1
indican tropopausas más bajas (altas). Dicho esto, puede apreciarse un avance hacia el
sur de tropopausas más altas durante los meses de verano.
Al combinar la ecuación de gas ideal
p = ρRT
con (4.1) se tiene que
– 54 –
(4.2)
dp p = − g R dz T ( z )
(4.3)
La relación anterior puede integrarse para obtener
z
 p 
g dz
ln  = − ∫
R 0 T (z )
 p0 
(4.4)
Es claramente necesario conocer el perfil de temperatura T = T ( z ) para encontrar una
relación cerrada entre presión y altura. Dicho perfil se obtiene usualmente a partir de un
sondeo vertical (Figura 4.2).
– 55 –
Figura 4.2 – Perfiles de temperatura (línea gruesa, derecha) y temperatura de rocío
(línea gruesa, izquierda) sobre SACO para el 6 de agosto de 2000 12Z.
Usualmente el perfil de temperatura presenta quiebres (Fig. 4.2) y la temperatura
de cualquier punto en el que no hay observación disponible se estima efectuando una
interpolación lineal entre los niveles en los que el punto de interés está ubicado. De esta
forma, se tendrá un perfil vertical de temperatura continuo, pero cuyos gradientes
verticales no lo son. Teniendo esto en mente, (4.4) podrá evaluarse de a trozos. Para
evitar este escollo puede usarse la temperatura media de la capa en cuestión. En efecto,
si en (4.3) se reemplaza T ( z ) por T de la capa considerada se obtiene inmediatamente
que
(
p( z ) = p0 exp − gz RT
– 56 –
)
(4.5)
De esta manera, la presión disminuye en forma logarítmica con la altura.
Incidentalmente, este método permite relacionar la altura de la tropopausa con la
temperatura media de la capa de aire situada por debajo de ella, i.e. desde el nivel de la
tropopausa hasta superficie, y cuanto mayor sea esta temperatura mayor será también la
altura de la tropopausa. Esta herramienta permite entonces entender de forma cualitativa
el avance de menores presiones desde el norte durante los meses de verano, pues a
menor presión mayor altura, y estas mayores alturas están directamente ligadas a
mayores temperaturas medias de los espesores tropopausa-superficie.
El apretamiento de las isobaras puede utilizarse para dividir el dominio en
distintas regiones de comportamiento diferente según la época del año. En efecto, para
invierno existirá la región norte (ubicada al norte de 35ºS) que presenta un mayor
gradiente que la región sur (al sur de 35ºS), mientras que lo opuesto ocurre en verano.
De esta forma, verano e invierno están signados por dos regiones de comportamiento
bien distinto. Por su parte, durante los equinoccios habrá tres regiones diferentes. Los
mayores gradientes tienen lugar en una franja situada aproximadamente entre 30º S y
40º S, mientras que los gradientes fuera de esta franja no son tan intensos. Este
comportamiento está relacionado con la posición media del STJ, más al norte (sur)
durante invierno (verano). De esta forma, la región central durante los equinoccios
puede clasificarse como una zona de transición, en la cual la posición del STJ presenta
grandes fluctuaciones. SAEZ y SAZR se encuentran ubicadas justamente en esta franja
de transición, y ya ha sido mostrado en Bischoff et al. [2007] que el comportamiento de
la tropopausa sobre la primera estación responde a este régimen. De la misma manera,
SARE y SAVC, situadas en las regiones norte y sur, respectivamente, responden a
regímenes subtropicales y de latitudes medias, respectivamente.
– 57 –
La Figura 4.3 muestra los campos mensuales de altura media de la tropopausa
simple. Puesto que la relación entre altura y presión ya fue analizada en los párrafos
anteriores no es necesario avanzar en el análisis de estas figuras, y sólo se limitará la
discusión a mencionar que, en general, la altura disminuye hacia el sur, y aunque el
gradiente no es completamente meridional el comportamiento de esta variable se
asemeja al de presión. Efectuando el paralelismo entre altura de tropopausa y
temperatura media de la capa por debajo de ella, el extremo sudoccidental del área
estudiada es el más frío. La asociación usual entre temperaturas altas en la superficie del
mar y convección profunda [Zhang, 1993; Fu et al., 1994] podría llevar a concluir que
no habrá fenómenos meteorológicos significativos en la región sudoccidental,
fuertemente ocupada por océano, dado que las temperaturas medias son más bajas. Sin
embargo este razonamiento es erróneo, porque la relación entre altura de tropopausa y
temperatura viene dada con la temperatura media de la capa por debajo de la
tropopausa, y no con la temperatura de superficie. En sí ocurre todo lo contrario, ya que
temperaturas medias menores hacen que la tropopausa descienda. Descensos en la
tropopausa están frecuentemente asociados a rompimientos de ella y a la presencia de
eventos múltiples, favoreciendo la entrada de aire estratosférico hacia la alta, la media, y
en ocasiones la baja, troposfera. Esta entrada de aire estratosférico, de mayor vorticidad
y vorticidad potencial que el troposférico, tiene un potencial desestabilizador muy
grande [Griffiths et al., 2000; Apéndice A]. Si la vorticidad potencial es utilizada para el
estudio de la tropopausa, el descenso de aire estratosférico se traduciría en un pliegue de
la tropopausa, haciendo que el aire estratosférico alcance niveles tan bajos como 800 o
700 hPa [Reed, 1955; Shapiro et al., 1984; Keyser & Pecnick, 1985a; Uccellini et al.,
1985; Uccellini, 1986; Uccellini et al., 1987; Goering et al., 2001; Sprenger et al.,
2007]. De esta forma, cuanto más vigoroso sea el pliegue de la tropopausa, mayor será
– 58 –
la probabilidad de que exista tiempo severo por inyección de aire estratosférico en la
troposfera media [Uccellini et al., 1985; Uccellini, 1986; Baray et al., 1999; Griffiths et
al., 2000; Goering et al., 2001]. El cuadro de situación es entonces el siguiente. La
actividad convectiva en latitudes ecuatoriales influye en la posición de la tropopausa
elevándola [Johnson, 1986], en una aparente relación de causa y efecto. En latitudes
medias y subtropicales, por el contrario, existe una activa interacción entre la posición
de la tropopausa y la actividad atmosférica de la troposfera.
– 59 –
Figura 4.3 – Campos medios de altura de la tropopausa simple para verano (arriba,
izquierda), otoño (arriba, derecha), invierno (abajo, izquierda) y primavera (abajo,
derecha). Los valores mostrados se expresan en kilómetros, y la separación entre
isolíneas es de 500 m. Las zonas más oscuras corresponden a tropopausas más bajas.
– 60 –
La temperatura en el nivel de la tropopausa para cada estación del año se
muestra en la Figura 4.4. En general, como la temperatura disminuye con la altura (y lo
hace justamente hasta el nivel de la tropopausa) se encontrará que la temperatura será
menor para tropopausas más altas, de manera que no es sorprendente encontrar
temperaturas más frías en el norte del área de estudio, y en verano. Al igual que con las
variables anteriores, los gradientes pueden suponerse prácticamente zonales, y si existen
desviaciones muy marcadas respecto de este comportamiento es debido a la presencia
de alguna singularidad como, por ejemplo, SAZB en otoño.
Sobre todo en primavera, las regiones donde las tropopausas son más calientes
no coinciden con aquellas donde las alturas son más bajas, sino que el núcleo más
cálido se encuentra desplazado hacia el norte. Este rasgo pone de manifiesto el hecho de
que la atmósfera, al menos a la altura de la tropopausa simple, no es barotrópica. En
otras palabras, en las regiones en las que las isobaras y las isotermas no son paralelas
existirá cierta baroclinicidad, la cual es máxima cuando ambas isolíneas son
perpendiculares entre sí. La baroclinicidad puede definirse utilizando distintos pares de
variables. Una de las formas está asociada con la expresión ∇p × ∇T , usualmente
denominada vector solenoidal, y puede dar lugar a circulaciones ciclónicas o
anticiclónicas, dependiendo de la dirección que asigna este vector, en tanto que la
magnitud de la circulación será más intensa cuanto más intensas sean las variaciones de
las propiedades involucradas.
En la gran mayoría de las situaciones el vector solenoidal será paralelo al terreno
porque p y T varían mayormente con la altura, aunque el comportamiento de
∇p × ∇T también puede analizarse sobre superficies cuasi-horizontales como la
– 61 –
tropopausa. Se puede entonces tener una estimación cualitativa de la dirección del
vector solenoidal comparando las Figuras 4.1 y 4.4. Puede verificarse que en el nivel de
la tropopausa se establecerá una circulación ciclónica (anticiclónica) sobre SAVC
(SAZN), asociada con una convergencia (divergencia) en la alta troposfera, e invocando
la compensación de Dines [Dutton, 1986] se tendrá divergencia (convergencia) en las
capas bajas, siendo el resultado neto de este proceso que los rompimientos de la
tropopausa se encuentran inhibidos (favorecidos). Estos simples argumentos son útiles
para explicar los resultados mostrados en la Figura 4.5, los cuales indican que el
mínimo (máximo) porcentaje de tropopausas múltiples sobre SAVC (SAZN) ocurre en
primavera, en coincidencia con el máximo ángulo entre los gradientes considerados,
para el nivel de la tropopausa, en las cercanías de las estaciones mencionadas.
– 62 –
Figura 4.4 – Campos medios de temperatura de la tropopausa simple para verano
(arriba, izquierda), otoño (arriba, derecha), invierno (abajo, izquierda) y primavera
(abajo, derecha). Los valores mostrados se expresan en grados centígrados, con una
separación entre isotermas de 2º C. Las zonas más oscuras corresponden a tropopausas
más frías.
– 63 –
$ /# 2/3%&'4*
+
+
,-./%&0 !&%1.
5
Figura 4.5 – Frecuencia de ocurrencia de tropopausas múltiples detectadas sobre las
estaciones ubicadas en el Patagonia (SAVC y SAZN). Los porcentajes mostrados
incluyen las tropopausas detectadas para todos los sondeos disponibles sin
discriminación de la hora de lanzamiento. El mínimo (máximo) porcentaje de
tropopausas múltiples sobre SAVC (SAZN) tiene lugar en primavera.
Ya se mencionó que la tropopausa tiende a responder a la temperatura media de
la capa situada entre ella y la superficie. También es interesante conocer cómo responde
la altura de la tropopausa a la temperatura de algún nivel de referencia, que bien podría
ser superficie. La temperatura claramente no puede ser utilizada para tal efecto porque
no es una variable conservativa para la mayoría de los procesos que tienen lugar en la
atmósfera [Petty, 2008]. Si se considera que los movimientos de gran escala de la
atmósfera son adiabáticos [Verkley, 1994] puede hacerse uso de la temperatura
potencial θ , definida como
– 64 –
 p 
θ = T  
 p0 
−κ
(4.6)
con p 0 una presión de referencia y κ = R C p , siendo R la constante de los gases y C p
el calor específico del aire seco a presión constante. θ es conservativa siempre y
cuando no exista condensación, y de ser este el caso la temperatura potencial
equivalente θ e sería el parámetro más apropiado. Adoptaremos aquí a la primera como
variable de diagnóstico, de manera que los resultados serán aproximados, aunque aún
seguirán siendo válidos si se los considera como cualitativos. La Figura 4.6 muestra el
comportamiento espacial de la temperatura potencial en el nivel de la tropopausa
simple. La gran ventaja que posee θ es que todas las conclusiones pueden referirse a un
mismo nivel, que puede ser arbitrario, de manera que será elegido como el nivel del
mar, es decir p 0 =1000 hPa. Puede apreciarse que las tropopausas asociadas a mayores
temperaturas potenciales ocupan la región norte del área de estudio. Bajo las
suposiciones efectuadas, en términos isentrópicos esto significa que a nivel del mar la
región norte del dominio es la de mayor temperatura. Esta mayor temperatura puede
estar asociada con una mayor tasa de calentamiento radiativo, tanto en invierno como en
verano. Thuburn & Craig [1997] encontraron, por medio de un modelo de circulación
global, que la altura de la tropopausa es muy sensible a la temperatura en superficie, de
manera que la línea de razonamiento utilizada es conceptualmente adecuada. Estos
autores también encontraron que la distribución de humedad juega un papel importante
en la determinación de la altura de la tropopausa, pero en la presente aproximación este
parámetro ha sido ignorado. En estas instancias podría objetarse que en lugar de
presentar los campos de θ se podría trabajar con θ e . El gran inconveniente es que este
último parámetro no siempre se encuentra disponible para niveles muy altos de la
– 65 –
atmósfera –niveles que usualmente incluyen a la tropopausa– básicamente porque la
humedad es muy difícil de medir a tales alturas.
En vista de la relación (4.6) los gradientes ∇p y ∇θ están vinculados por la
expresión
∇p =
p  ∇T ∇θ 
−


κ T
θ 
(4.7 )
De esta forma, el par (θ , T ) puede utilizarse como alternativa a ( p, T ) en el análisis del
vector solenoidal y de las circulaciones asociadas. En efecto, multiplicando (4.7 )
vectorialmente a derecha o izquierda por ∇T se verifica
(4.8)
∇p × ∇T ∝ −∇θ × ∇T
Comparando las Figuras 4.1 y 4.6 puede observarse que ∇p
y ∇θ
son
aproximadamente paralelos, pero de signo opuesto. De esta manera, los resultados
presentados en la Figura 4.5 también pueden ser explicados cualitativamente
combinando las Figuras 4.4 y 4.6.
– 66 –
Figura 4.6 – Campos medios de temperatura potencial de la tropopausa simple para
verano (arriba, izquierda), otoño (arriba, derecha), invierno (abajo, izquierda) y
primavera (abajo, derecha). Los valores mostrados se expresan en Kelvin, con una
separación entre isentrópicas de 5 K. Las zonas más oscuras corresponden a
temperaturas más frías.
– 67 –
La Figura 4.7 presenta los campos medios de intensidad de viento a la altura de
la tropopausa para cada estación del año. Puede notarse que la intensidad del viento es
mayor durante invierno y primavera, en ese orden. El núcleo de viento máximo se sitúa
en invierno sobre ≈35º S, con magnitudes por encima de los 60 kts (o 30 m s-1), y se
desplaza hacia mayores latitudes con la llegada del verano. Usualmente se identifica al
nivel de viento máximo como el nivel de la tropopausa, aunque esta regla será
conflictiva en el caso de que existan tropopausas múltiples. Si se echa un vistazo al
panel que corresponde al invierno en la Figura 4.7 se puede apreciar que SAEZ, SAZR
y SCER se ubican en la región del dominio donde el viento en el nivel de la tropopausa
es máximo. La Figura 4.8 muestra sondeos tomados en cada una de ellas, y puede
notarse que efectivamente el viento máximo se encuentra cercano al nivel de la
tropopausa.
– 68 –
Figura 4.7 – Campos medios de intensidad de viento en el nivel de la tropopausa simple
para verano (arriba, izquierda), otoño (arriba, derecha), invierno (abajo, izquierda) y
primavera (abajo, derecha). Los valores mostrados se expresan en nudos, con una
separación entre isotacas de 2.5 kts. Las zonas más oscuras corresponden a viento
menos intenso.
– 69 –
Figura 4.8 – Sondeos tomados sobre SAEZ el 6 de agosto de 2007 (arriba, izquierda),
SAZR el 29 de agosto de 1992 12Z (arriba, derecha) y SCER el 10 de agosto de 1979
00Z (abajo). La flecha indica la posición de la tropopausa, ubicada en 216 hPa (11.31
km), 212 hPa (11.5 km), 169 hPa (13.21 km), respectivamente. En todos los casos el
viento máximo se ubica en cercanías de la tropopausa.
4.1.2
Variabilidad
La variabilidad de la presión en el nivel de la tropopausa (Figura 4.9) adopta un
núcleo de valores máximos durante primavera y verano. En ambos casos los máximos
valores de desvío estándar representan aproximadamente el 30% de los valores medios.
Para primavera el núcleo de máxima variabilidad se sitúa entre 30ºS y 35ºS, al este de
– 70 –
los Andes, mientras que para verano el núcleo se sitúa al sur de la provincia de Buenos
Aires, con SAZB en su centro. La mínima variabilidad ocurre durante los meses de
invierno, con la región de máximas fluctuaciones adoptando una posición más bien
meridional que se extiende desde el centro de la provincia de Córdoba hasta el sur de la
provincia de Buenos Aires. Estos resultados sugieren que durante primavera y verano
existen procesos que impactan en la posición de la tropopausa de manera tal que la
distribución respecto del valor medio sea más dispersa en la región mencionada. En
Yuchechen et al. [2007b] se investiga la relación entre el comportamiento de algunas
variables de la tropopausa y la convección en México, concluyéndose que la convección
fuerza una mayor variabilidad en los distintos parámetros de la tropopausa, haciendo
que las distribuciones de las variables se asemejen más a una gaussiana. No obstante
ello, vale la pena destacar que la presión de tropopausa sobre Argentina no presenta una
distribución gaussiana para ningún mes del año [Yuchechen et al., 2007a]. En los
párrafos que siguen se ensayará una posible explicación para el comportamiento
descripto aquí.
– 71 –
Figura 4.9 – Campos de desvío estándar de presión al nivel de la tropopausa simple para
verano (arriba, izquierda), otoño (arriba, derecha), invierno (abajo, izquierda) y
primavera (abajo, derecha). Los valores mostrados se expresan en hectopascales, y la
separación entre isobaras es de 5 hPa. Las zonas más oscuras corresponden a menor
variabilidad.
– 72 –
Los storm tracks son una conocida fuente de variabilidad, tradicionalmente
asociada con el jet subpolar (subpolar jet, SPJ) [Trenberth, 1991] aunque en los últimos
años esta visión ha sido un tanto ampliada, estableciéndose que el crecimiento de las
perturbaciones no solamente tiene lugar en las inmediaciones del SPJ, sino también en
las del STJ, y que este último caso se encuentra más favorecido debido a la menor
baroclinicidad [Berbery & Vera, 1996]. La mayor variabilidad de la presión en el nivel
de la tropopausa tiene lugar durante primavera/verano, precisamente en la época en la
que el STJ se encuentra más al sur.
De acuerdo con Hoskins & Hodges [2005] en nuestra región existen dos zonas
ciclogenéticas. Como ya fue mencionado, la primera de ellas se encuentra asociada al
STJ, de forma tal que seguirá la migración del Sol. La segunda región se encuentra
aproximadamente en 45ºS, en conexión con el decaimiento de los sistemas a barlovento
de los Andes y su posterior regeneración a sotavento. La Figura 4.10 muestra el
seguimiento de ciclones para el HS en el período 1958-2002. Dejando de lado el análisis
para otras regiones del hemisferio, puede notarse la generación de ciclones al este de los
Andes durante todo el año. Durante primavera, la ciclogénesis es máxima, si bien la
región para la que esto ocurre se encuentra desplazada hacia el norte respecto de la que
presenta máxima variabilidad de presión de tropopausa en la Figura 4.9. La discrepancia
entre ambas regiones es sólo aparente. La Figura 4.11 a) muestra la disposición del
frente en altura respecto de la actividad frontal en superficie, y puede apreciarse que
esta última se encuentra adelantada respecto de la primera. Asimismo, la Figura 4.11 b)
muestra la disposición que adoptan las zonas frontales desde la alta tropopsfera/baja
estratósfera (upper troposphere/lower stratosphere, UT/LS) hasta superficie, tomando
una inclinación hacia menores latitudes. El modelo mostrado corresponde al Hemisferio
– 73 –
Norte (HN) pero el comportamiento en el HS puede considerarse similar en primera
aproximación y adoptar una imagen especular de los procesos. Así, en la ciclogénesis
no deberá esperarse que las regiones de máxima variabilidad en la presión de la
tropopausa y la máxima variabilidad en superficie se encuentren alineadas en la vertical,
sino que existirá un desplazamiento de estas últimas hacia menores latitudes. De esta
forma, se ha presentado una posible y consistente relación entre ciclogénesis en
superficie y variabilidad en la presión de la tropopausa que explica los resultados
encontrados para primavera. Es importante recordar que la ciclogénesis se vincula a un
descenso de la tropopausa simple y su posterior rompimiento, y entonces una mayor
tasa de generación de ciclones traerá aparejada una mayor variabilidad de la tropopausa.
El rompimiento de tropopausas será tratado más adelante.
– 74 –
Figura 4.10 – Seguimiento de ciclones en superficie para el Hemisferio Sur. El orden de
los paneles es: verano (arriba, izquierda); otoño (arriba, derecha); invierno (abajo,
izquierda); primavera (abajo, derecha). Las imágenes fueron generadas utilizando los
datos del ERA-40 para el período 1958-2002 a través de http://www.nercessc.ac.uk/~kih/AMIP2/era40_results.html, gentileza de Kevin I. Hodges.
– 75 –
Figura 4.11 – a) Corte vertical de la troposfera y la baja estratosfera mostrando la
disposición que adopta una zona frontal con la altura. La línea gruesa marca los límites
de la zona frontal. Nótese que en el nivel de la tropopausa el frente se encuentra
atrasado respecto de superficie [Figura obtenida de Berggren, 1952]; b) Corte vertical,
para una longitud arbitraria, mostrando la disposición de la tropopausa dinámica con la
latitud. Nuevamente, la zona frontal de altura se ubica a mayor latitud que la actividad
frontal en superficie, y la lengua entrante de aire estratosférico se dirige hacia menores
latitudes (Ja = Jet Ártico; Jp = Jet Polar; Js = Jet Subtropical) [Figura obtenida de
Shapiro et al., 1987].
– 76 –
Figura 4.11 – continuación
– 77 –
Resta aún explicar el máximo de variabilidad de presión durante el verano.
Dicha variabilidad es aún mayor que durante la primavera, aunque el núcleo se ha
desplazado hacia el sudeste. El argumento utilizado anteriormente fallará, pues de ser
correcto debería ocurrir que la ciclogénesis al este de los Andes fuera aún mayor que
durante la primavera, lo cual no es posible porque en esta época del año se alcanza el
máximo. Sin embargo, en vista de que la ciclogénesis está presente todo el año, puede
utilizarse todavía como una explicación factible para el verano, pero en combinación
con algún otro fenómeno que sea más característico de esta época del año.
Una de las características salientes de la región analizada es la presencia de la
cordillera de los Andes sobre el límite occidental del dominio, la cual provee de una
formidable barrera para los alisios provenientes del anticiclón del Atlántico Sur. En
verano, los vientos inducidos por el sistema anticiclónico, ubicado más al sur y por ende
con vientos de componente este más intensos ingresando por el noreste de Brasil, se
cargan de humedad en su recorrida por el continente, y se desvían hacia el sur debido a
la presencia de las montañas, corriendo paralelos a ellas. Este mecanismo es, de hecho,
uno de los más importantes para la provisión de humedad a nuestra región durante los
meses de verano [Nogués-Paegle & Mo, 1997; Drumond et al., 2008]. Ocasionalmente,
el ingreso de estos vientos a nuestra región se produce en forma de un jet de capas bajas
[Vera et al., 2006]. Este jet de capas bajas, de dirección meridional, y el jet de capas
altas de dirección prácticamente zonal, se combinan de manera explosiva para dar lugar
a fenómenos convectivos muy intensos [Salio et al., 2007] debido a que la cortante
vertical es máxima cuando los ejes de los jets están cruzados. Se tienen de esta manera
los dos elementos principales necesarios para el desarrollo de sistemas convectivos de
mesoescala: humedad en capas bajas y una intensa cortante vertical. No es casual que
– 78 –
las regiones más claras correspondientes al panel de verano en la Figura 4.9 estén
ubicadas en zonas ocupadas por importantes desarrollos convectivos que pueden dan
lugar a tormentas graniceras intensas [Erich Lichtenstein, comunicación personal,
2005], como ser el sur de las provincias de Córdoba y Santa Fe, noreste de Mendoza,
norte de La Pampa y noroeste de Buenos Aires.
Los sistemas convectivos de mesoescala (mesoscale convective complexes,
MCCs) son más frecuentes en Argentina a fines de la primavera y durante el verano
[Velasco & Fritsch, 1987] y en promedio tienen su centro de acción en el noreste de
Argentina y sur de Paraguay. Los MCCs afectan a la tropopausa ubicada
inmediatamente por encima de ellos elevándola [Fritsch & Maddox, 1981; Maddox,
1983; Poulida et al., 1996]. Asimismo, en un entorno aproximado de 100 km a la
redonda los mismos producen rompimientos de la tropopausa en el borde exterior del
yunque [Poulida et al., 1996] permitiendo la entrada de aire estratosférico. En este punto
comienza la interacción entre las distintas escalas de la atmósfera, pues la entrada de
aire estratosférico conlleva la presencia de vorticidad ciclónica en UT/LS, permitiendo
que la ciclogénesis y los sistemas sinópticos se desarrollen.
Así planteadas las cosas, en esta instancia existirían al menos tres distintos
fenómenos que podrían ser los responsables del máximo de variabilidad estival de la
presión de la tropopausa. El primero de ellos sería la presencia de los MCCs durante el
verano, aunque el núcleo de acción de los mismos se encuentra algo desplazado hacia
el norte respecto de la región de máxima variabilidad. A este respecto, las conclusiones
sobre el rango de influencia que tienen estos sistemas sobre la tropopausa se basan en
trabajos realizados para el HN, pero Velasco & Fritsh [1987] establecen que los
– 79 –
sistemas en nuestras latitudes son un 60% más extensos, de manera que es posible que
estos sistemas lleguen a influenciar a la tropopausa ubicada sobre el sur de la provincia
de Buenos Aires y noreste de la Patagonia. Si esto no fuera suficiente, el STJ durante el
verano se ubica en su posición más austral, aproximadamente 35ºS, y su flanco sur,
ubicado también sobre la región en cuestión, es el más inestable por el carácter
ciclónico de su cortante horizontal. Adicionalmente, la ciclogénesis en superficie al este
de los Andes (Fig. 4.10) se ubica en la misma región que los centros de acción de los
MCCs, de manera que la mayor actividad en la UT/LS relacionada con la ciclogénesis
se tiene más al sur, posiblemente en la región de máxima variabilidad de la presión de
tropopausa. Así, los tres mecanismos se combinan, hipotéticamente, para generar una
zona de máxima variabilidad en la presión de la tropopausa al sur de la provincia de
Buenos Aires y noreste de la Patagonia. Asimismo, un cuarto factor podría sumarse a
los mecanismos presentados, ya que durante el verano la actividad frontal tiene el
potencial de alcanzar el sur de la provincia de Buenos Aires.
La variabilidad en la altura de la tropopausa (Figura 4.12) sigue
aproximadamente el mismo patrón que el discutido para la presión. Los máximos
valores de desvío estándar en ningún caso superan el 20% de los valores medios de la
variable. La mínima variabilidad se presenta durante el invierno, con el núcleo de
máximos valores ubicado en su posición más boreal, alrededor de los 30ºS. Por el
contrario, durante el verano la variabilidad es máxima, y el núcleo de máximos valores
se ubica sobre el noreste de la Patagonia y el este de la provincia de Buenos Aires, entre
35ºS y 40ºS. Los centros de máxima variabilidad tienen de esta forma una migración
solidaria a la del STJ. Asimismo, la variabilidad también es importante en primavera y
en otoño, siendo en el primer caso la más importante luego del verano. En vista de la
– 80 –
relación que existe entre presión y altura, por ejemplo a través de (4.1) o (4.5) , no será
necesario efectuar un nuevo análisis, y las posibles causas mencionadas para presión
seguirán siendo válidas aquí.
Quizás una vívida representación de la influencia que ejerce un MCC sobre la
atmósfera en general y la tropopausa en particular es presentada en Maddox [1983]. Si
se asocia la superficie de ω = 0 con la tropopausa, en la etapa inicial de vida de estos
sistemas la misma sufre un descenso. En la etapa madura, el núcleo ascendente de la
convección eleva la tropopausa, mientras que hay descensos de la misma en un entorno.
Finalmente, en la etapa de decaimiento se ha producido un rompimiento y aparecen
eventos de tropopausas múltiples, dando paso a intercambios estratosfera→troposfera.
La evolución temporal de la tropopausa bajo estas condiciones indefectiblemente aporta
cierto grado de variabilidad. Los resultados presentados por Maddox [1983] también
son útiles en el sentido de que establecen que los MCCs no solamente influyen a la
atmósfera ubicada por encima de ellos. Para nuestra región este hecho puede reforzar la
hipótesis de que dichos sistemas tienen el potencial de perturbar la tropopausa ubicada
más al sur de la corriente ascendente principal, y así contribuir a la máxima variabilidad
estival ubicada al sudoeste de la provincia de Buenos Aires en combinación con otros
efectos ya mencionados.
Si bien el LLJ se encuentra presente a lo largo del año [Vera et al., 2006] la
cantidad de MCCs en la región se reduce considerablemente en invierno [Velasco &
Fritsch, 1987] debido a que el STJ se ubica en su posición más boreal, permitiendo que
los sistemas de latitudes medias alcancen latitudes menores. De esta manera, la
variabilidad en invierno viene dada de manera casi excluyente por la alternancia entre
– 81 –
condiciones neutras y el pasaje de sistemas frontales, principalmente fríos. El margen de
variabilidad restante puede estar dado por ingreso de frentes cálidos, esporádicos
MCCs, o cualquier otro fenómeno meteorológico significativo.
– 82 –
Figura 4.12 – Campos de desvío estándar de altura de tropopausa simple para verano
(arriba, izquierda), otoño (arriba, derecha), invierno (abajo, izquierda) y primavera
(abajo, derecha). Los valores mostrados se expresan en kilómetros, y la separación entre
isolíneas es de 100 m. Las zonas más oscuras corresponden a menor variabilidad.
– 83 –
El comportamiento de la variabilidad tanto de temperatura (Figura 4.13) como
de temperatura potencial (Figura 4.14) se encuentra en consonancia con el de las otras
variables analizadas hasta el momento, y a estas dos variables les cabe la misma
interpretación que a las anteriores. Para temperatura los máximos valores de desvío
estándar no exceden en ningún caso el 15% del valor absoluto de los valores medios,
mientras que para temperatura potencial la relación no alcanza el 10%.
– 84 –
Figura 4.13 – Campos de desvío estándar de temperatura en el nivel de la tropopausa
simple para verano (arriba, izquierda), otoño (arriba, derecha), invierno (abajo,
izquierda) y primavera (abajo, derecha). Los valores mostrados se expresan en grados
centígrados, y la separación entre isotermas es de 0.25º C. Las zonas más oscuras
corresponden a menor variabilidad.
– 85 –
Figura 4.14 – Campos de desvío estándar de temperatura potencial en el nivel de la
tropopausa simple para verano (arriba, izquierda), otoño (arriba, derecha), invierno
(abajo, izquierda) y primavera (abajo, derecha). Los valores mostrados se expresan en
Kelvin, y la separación entre isentrópicas es de 2 K. Las zonas más oscuras
corresponden a menor variabilidad.
– 86 –
Finalmente, la Figura 4.15 muestra la variabilidad estacional en la intensidad del
viento. Antes de continuar es necesario hacer una observación. Como ya fue
mencionado, el viento es una de las variables más singulares en el sentido de que no
siempre se encuentra disponible, aunque paradójicamente existen estaciones aerológicas
que solamente incluyen ese dato [Wallis, 1998]. No es el caso en nuestras latitudes, pero
aún así el dato de viento no siempre está presente. La intención aquí no es efectuar un
estudio y control de calidad de los datos de viento en las estaciones utilizadas.
Simplemente se hará mención a título puramente informativo que dentro de los datos de
tropopausa utilizados en la confección de los mapas mostrados, datos que han superado
un proceso de selección establecido, las estaciones EGYP y SCCI son las que mayor
porcentaje de datos de viento incluyen, ambas con algo más del 90%. En otras palabras,
el 90% de las tropopausas utilizadas para dichas estaciones contienen datos de viento.
En contraste, para SAZB este porcentaje es algo menor al 25%. Así, los resultados de la
Figura 4.15 se muestran por completitud en virtud de que los jets están vinculados con
la posición de la tropopausa, pero las conclusiones que se desprendan de su análisis
deberán tomarse con cuidado.
El campo de variabilidad del viento se presenta bastante regular en verano,
mientras que en invierno se encuentra muy perturbado, presumiblemente afectado por
singularidades en distintas estaciones. Asimismo, en relación a los valores medios los
desvíos estándar son muy elevados en todas las épocas del año. La única conclusión
general que puede extraerse es que la variabilidad aumenta con la latitud para todas las
épocas del año, y que en invierno la variabilidad es máxima en la región patagónica.
Con respecto al verano, la región situada aproximadamente al sudoeste de la provincia
de Buenos Aires, con valores máximos de desvío estándar para las otras variables,
– 87 –
también presenta alta variabilidad para la intensidad del viento, aunque los valores
máximos se encuentran bastante más al sur, prácticamente sobre las Islas Malvinas.
La siguiente sección tiene por objetivo el análisis de las variables de tropopausa
para eventos dobles.
– 88 –
Figura 4.15 – Campos de desvío estándar de intensidad de viento en el nivel de la
tropopausa simple para verano (arriba, izquierda), otoño (arriba, derecha), invierno
(abajo, izquierda) y primavera (abajo, derecha). Los valores mostrados se expresan en
nudos y la separación entre isotacas es de 1 knt. Las zonas más oscuras corresponden a
menor variabilidad.
– 89 –
4.2
Tropopausas Dobles
Esta sección tiene por objeto el análisis de los campos medios y de variabilidad
para eventos de tropopausas dobles. A tal efecto, se presentan de manera simultánea los
campos correspondientes a las mismas variables analizadas en la sección anterior para
las dos tropopausas presentes, la más baja o inferior, y la más alta o superior. Por
cuestiones prácticas se escogió mostrar ambas tropopausas en forma simultánea. Debido
a que cada proceso de rompimiento es presumiblemente distinto de los demás, el
propósito aquí no es el de mostrar “el campo medio de rompimientos” en el área
estudiada. Muy por el contrario, se tratan de resumir las condiciones medias que reúnen
cada una de las tropopausas durante estos eventos. Se debe hacer hincapié en el hecho
de que los campos presentados son el resultado de una composición de eventos
particulares, detectados independientemente para cada una de las estaciones de
radiosondeo utilizadas. Distinto es el caso con la tropopausa simple presentada en la
sección anterior, pues es la situación más frecuente. En otras palabras, la tropopausa
simple actuaría como indicador de un límite aproximado entre la troposfera y la
estratósfera, dependiendo su posición de la intensidad de los fenómenos que la afectan,
mientras que una tropopausa doble estaría indicando la presencia de una perturbación
importante, no sólo en la UT/LS sino en toda la troposfera. En definitiva, los campos
medios aquí descriptos no implican la existencia simultánea de tropopausas múltiples
sobre toda la extensión del dominio.
– 90 –
4.2.1 Valores Medios
Los campos medios de presión para las tropopausas inferior y superior se
presentan en la Figura 4.16. A primera vista, los campos para la tropopausa inferior son
más zonales, muy similares a los de tropopausa simple. La presión de la tropopausa
inferior aumenta con la latitud. Si llamamos p > a la presión de esta tropopausa, ϕ a la
latitud y λ a la longitud se tendrá que
(4.9)
∂p > ∂ϕ > 0
En vista de la relación inversa que existe entre altura y presión, la altura de la
tropopausa inferior disminuye hacia el sur. Haciendo uso de la misma relación, puede
verse que la tropopausa simple se ubica por encima de la inferior y por debajo de la
superior. Es notable obtener este resultado en una climatología estacional que tiende a
suavizar sobremanera los valores instantáneos. Efectuando una comparación entre las
presiones medias de las tropopausas simple, inferior y superior, puede concluirse que
las dos primeras son más afines.
No es tan sencillo inferir una regla de comportamiento para la presión p< de la
tropopausa superior. Durante los equinoccios es claro que alcanza valores máximos
(esto es, mínimas alturas) en algún punto
(ϕ~, λ~ )
tal que 35ºS < ϕ~ < 40ºS y
~
60ºO < λ < 65ºO. Suponiendo que el comportamiento sobre el océano, donde no hay
datos disponibles, sigue el mismo patrón espacial de variación, se tendrá que
– 91 –
 ∂p< 
 ∂p 
= <
=0


 ∂ϕ  (ϕ~ ,λ~ )  ∂λ  (ϕ~ ,λ~ )
 2
 ∇ p< (ϕ~ ,λ~ ) < 0
[
]
(4.10)
Durante el solsticio de verano la región de mayores presiones se desplaza unos 10
grados hacia el sur, y
(4.10)
sigue siendo válida si se tiene en cuenta este
desplazamiento latitudinal y que los dos núcleos de valores máximos sobre EGYP y
SAVC pueden representarse por un único núcleo situado entre ambas estaciones. En
invierno, las mayores presiones ocupan la Mesopotamia argentina, el sur de Brasil y
Uruguay. Nuevamente, si bien no hay datos sobre el océano el núcleo de presiones
máximas podría extenderse, de manera que
(4.10)
tendría aplicabilidad general,
( )
~
escogiendo ϕ~ , λ adecuadamente según la época del año. De esta forma, la tropopausa
inferior presentaría una variación meridional, mientras que la superior tendría
variaciones meridionales y latitudinales.
– 92 –
Figura 4.16 – Campos de presión media de la tropopausa inferior (izquierda) y superior
(derecha) para verano (arriba) y otoño (abajo). Los valores mostrados se expresan en
hPa. La separación entre isobaras es de 10 hPa (izquierda) y 2 hPa (derecha). Las zonas
más oscuras corresponden a menores presiones.
– 93 –
Figura 4.16 (continuación) – Campos de presión media de la tropopausa inferior
(izquierda) y superior (derecha) para invierno (arriba) y primavera (abajo).
– 94 –
Como ya fue mencionado, los campos medios de presión de la tropopausa
inferior son muy similares a los de la tropopausa simple, y este hecho induciría a
concluir que los rompimientos tienen lugar dentro de un ámbito mayormente
barotrópico, aunque aún resta compararlos con los de la tropopausa superior. A tal
efecto, en primera aproximación la utilización de los campos de tropopausa simple o los
de tropopausa inferior es indistinta, y se hará uso de los últimos ya que la comparación
es directa para cada una de las épocas del año a partir de la Figura 4.16. De dicha figura
puede notarse que existen regiones geográficas para las cuales las isobaras de ambas
tropopausas no son paralelas y aún más, pues en aquellas regiones donde la tropopausa
superior se encuentra más baja (presiones más altas) las isobaras prácticamente se
cruzan, en virtud de
(4.9)
y
(4.10) ,
verificándose ∇ TH p > × ∇ TH p < ≠ 0 donde el
superíndice T indica que cada gradiente se evalúa sobre la superficie de la tropopausa
que corresponda.. Así, se concluye que en mayor o menor medida el proceso de
rompimiento de la tropopausa es de carácter baroclínico, y mayor es la baroclinicidad
cuanto menor es la altura (mayor la presión) a la que se posiciona la tropopausa
superior. Se entiende que la baroclinicidad a la que se hace mención, y la única de la
que se pueden extraer conclusiones a la luz de los resultados presentados, es la presente
entre las tropopausas inferior y superior.
Ya que
∇ TH p > × ∇ TH p < = ∇ TH p > ∇ TH p < senδ
la baroclinicidad puede
caracterizarse por un único parámetro δ que es el ángulo que forman ambos gradientes
con 0 ≤ δ ≤ π 2 , y δ = 0 significa que la atmósfera es barotrópica, caso para el cual los
rompimientos no se verían favorecidos. En consecuencia, cuanto mayor es δ mayor
también es la baroclinicidad. Es interesante notar que la región de mayor baroclinicidad
adopta un movimiento latitudinal que sigue a la migración del STJ, a la vez que durante
– 95 –
invierno ocupa una extensión mayor, situada a lo largo de la costa sur de Brasil, la
Mesopotamia argentina y Uruguay. Estos resultados rápidamente permiten cotejar los
porcentajes medios de tropopausas múltiples para cada época del año sobre SAEZ
(Figura 4.17) la cual se ubica en una región de máxima baroclinicidad prácticamente
durante todo el año. Sin embargo, dado que la máxima baroclinicidad se desplaza hacia
el sur durante el verano, se esperarán sobre esta estación menores porcentajes de
tropopausas múltiples durante esta época del año. Esto es justamente lo observado, con
porcentajes mínimos durante el verano de entre 35% y 40%, mientras que durante
invierno los mismos porcentajes superan el 50%, estableciéndose así un acuerdo entre
$ /# 2/3%&'4*
los argumentos presentados y las observaciones.
,-./%&0 !&%1.
Figura 4.17 – Frecuencia de ocurrencia de tropopausas múltiples sobre SAEZ para cada
época del año.
– 96 –
En esta instancia vale la pena mencionar que la baroclinicidad es una propiedad
instantánea de la atmósfera, y no climatológica. Los resultados presentados aquí tienen
entonces carácter de promedio, y debería hablarse de regiones “preferentemente
baroclínicas” y no baroclínicas a secas. Efectuada esta salvedad, es de esperar entonces
que sobre aquellas zonas catalogadas como baroclínicas puedan llegar a darse
rompimientos de la tropopausa que pasen desapercibidos como también fenómenos muy
intensos que superan a los descriptos aquí, para los cuales existirá un importante
intercambio de masa entre la troposfera y la estratosfera. Se proseguirá con el análisis
de baroclinicidad al tratar las variables restantes.
La Figura 4.18 muestra los campos de altura media de las tropopausas inferior y
superior para cada época del año, como así también los campos de espesores h> − h< ,
donde h> (h< ) representa la altura de la tropopausa superior (inferior). Naturalmente,
teniendo en cuenta la relación existente entre altura y presión la altura media debería
presentar el comportamiento inverso que el observado para la presión media. En efecto
esto es lo que ocurre, pues las zonas en las que ambas tropopausas se encuentran más
altas (bajas) coinciden con aquellas zonas en las que la presión es menor (mayor). Es
importante destacar que si bien altura y presión están relacionadas a través de la
ecuación barométrica (4.5) para efectuar un análisis de baroclinicidad no es correcto
utilizar a la altura porque no es una variable termodinámica, aunque en muy buena
aproximación los gradientes de ambas variables son paralelos, como puede concluirse
de una comparación de las figuras 4.16 y 4.18.
Los campos de espesores h> − h< son prácticamente zonales pese al carácter
poco zonal de los campos medios de altura para la tropopausa superior. El primer rasgo
– 97 –
interesante es que dichos espesores aumentan hacia el sur. Asimismo, éstos son
máximos durante el invierno, especialmente en la porción más austral del dominio, con
una separación espacial entre ambas tropopausas de más de 8 kilómetros. En virtud de
que las tropopausas simple e inferior adoptan un comportamiento muy similar, este
resultado indica que es la tropopausa superior la adquiere una mayor altura con la
latitud. Este es un importante resultado que indirectamente pone en evidencia la
trayectoria que siguen las parcelas de aire estratosférico que ingresan hacia la
troposfera, pues las tropopausas superior e inferior delimitan una zona con forma de
embudo que canaliza al aire estratosférico, el cual se dirige hacia la troposfera en una
trayectoria cuasi-descendente a través del jet [Reiter, 1963, 1975] en dirección hacia
menores latitudes [Danielsen, 1968], si bien la presencia del jet no siempre es una
condición necesaria [Danielsen et al., 1991].
El campo de espesores parece moverse solidario al STJ (esto es, los mayores
espesores alcanzan menores latitudes durante el invierno) y bastaría con asociar los
rompimientos de la tropopausa a su sola presencia; de hecho, para muchos autores el
STJ es el único responsable de esto. Sin embargo, se ha verificado [Bischoff et al.,
2007] que en nuestra región el pasaje de un frente también rompe la tropopausa, y que
en este caso se asocia al jet frontal. Durante el invierno existe un avance de la
baroclinicidad asociada con el frente polar hacia menores latitudes, el cual permite que
mayor cantidad de sistemas frontales lleguen más al norte, y la alta troposfera
eventualmente contará con jets asociados a estos sistemas. Así, la causa de los
rompimientos se torna un tanto controversial, si bien parece natural asociar la
climatología invernal de los espesores tanto a la presencia del STJ como a la de los jets
frontales, pues mayores espesores migrarían hacia el norte siguiendo el movimiento del
– 98 –
STJ, a la vez que la inestabilidad baroclínica propia del invierno en la UT/LS elevaría
aún más a la tropopausa superior, incrementando los espesores. Si esto es así, la
presencia en invierno de mayor baroclinicidad en la troposfera está íntimamente ligada a
los mayores intercambios troposfera-estratósfera, concluyéndose que el fenómeno de
intercambio no es de grandes escalas sino que está dominado por perturbaciones
baroclínicas [Staley, 1962; Danielsen et al., 1991]. Finalmente, en todas las épocas del
año se tiene que ∂(h> − h< ) ∂ϕ > 0 , aunque la climatología de espesores revela que
hacia el sur del dominio, digamos ϕ > 45ºS, la transición otoño-invierno es más
marcada que la transición invierno-primavera.
– 99 –
Figura 4.18 – Campos de altura media de la tropopausa inferior (izquierda), superior (centro), y de espesores h> − h< (derecha) para verano. Los
valores mostrados se expresan en kilómetros, y la separación entre isolíneas es de 500 m (izquierda) y 250 m (centro y derecha). Las zonas más
oscuras corresponden a tropopausas más bajas (izquierda y centro) o a espesores menores (derecha). Ver texto para detalles sobre los símbolos.
– 100 –
Figura 4.18 (continuación) –Campos de altura media de la tropopausa inferior (izquierda), superior (centro), y de espesores h> − h< (derecha)
para otoño.
– 101 –
Figura 4.18 (continuación) – Campos de altura media de la tropopausa inferior (izquierda), superior (centro), y de espesores h> − h< (derecha)
para invierno.
– 102 –
Figura 4.18 (continuación) – Campos de altura media de la tropopausa inferior (izquierda), superior (centro), y de espesores h> − h< (derecha)
para primavera.
– 103 –
Del análisis de los campos medios estacionales de temperatura (Figura 4.19)
surgen varias conclusiones interesantes. La primera de ellas tiene que ver con la
caracterización de la tropopausa para eventos múltiples. Por definición, la tropopausa
térmica marca el límite entre la troposfera y la estratosfera, a través de una condición
sobre el gradiente de temperatura. En promedio este último disminuye en la troposfera y
aumenta en la estratosfera, y una justificación muy concisa para este comportamiento es
que la troposfera se encuentra en equilibrio convectivo, mientras que la estratosfera se
encuentra en equilibrio radiativo. Todo esto ocurre cuando existe solamente una
tropopausa. Si ahora se observa en las figuras cómo evoluciona la temperatura media
con la vertical entre ambas tropopausas puede apreciarse que a partir de la tropopausa
inferior la temperatura sigue disminuyendo. Así, la región que se ubica por encima de la
tropopausa inferior no es la estratosfera propiamente dicha, y en principio es la
tropopausa superior la que marcaría el límite entre la troposfera y la estratosfera. Si se
quiere una definición lo que puede establecerse es que la troposfera “termina” con la
tropopausa inferior, que la región situada entre ambas tropopausas es una región de
transición entre la troposfera y la estratosfera, y que la estratosfera recién “comienza”
por encima de la tropopausa superior. Sin embargo todos estos límites son difusos, de
una manera análoga a intentar definir la superficie que separa luz de sombra, o el borde
de la capa límite en un fluido. Existen evidencias [Shapiro, 1980; Pan et al., 2004] de
que la región situada entre ambas tropopausas es una región con propiedades tanto
troposféricas como estratosféricas, de manera que la región situada entre las tropopausas
inferior y superior para cualquier evento de tropopausas múltiples es una zona de activo
intercambio de propiedades entre la troposfera y la estratosfera. Dicho en otras palabras,
el STE se encuentra altamente favorecido durante los rompimientos de la tropopausa.
– 104 –
Con valores ligeramente diferentes, el comportamiento de la temperatura para
las tropopausas simple e inferior es muy similar. Con respecto a la temperatura de la
tropopausa inferior T> , durante el verano se verifica que ∂T> ∂ϕ > 0 en coincidencia
con una disminución de la altura con la latitud. Algo similar ocurre durante el otoño,
exceptuando quizás a la región ubicada en el noroeste del dominio, en donde existe un
máximo relativo de temperatura al este de los Andes, que puede visualizarse como la
entrada de una lengua cálida desde el noreste. Salvo por este detalle, puede decirse que
verano y el otoño se comportan de manera similar. Distinta es la situación para invierno
y primavera, cuando ∂T> ∂ϕ cambia de signo alrededor de 40ºS, siendo
∂T>
∂ϕ
> 0 λ < 40º S

< 0 λ > 40º S
(4.11)
En vista de (4.11) se tiene que ∂ 2T> ∂ϕ 2 < 0 , que puede generalizarse a ∇ 2T> < 0 en
vista del comportamiento que se insinúa en las regiones sin datos. En palabras, para
verano y otoño la temperatura aumenta de manera gradual con la latitud, mientras que
para invierno y primavera existe un máximo de temperaturas en la Patagonia central, y
la temperatura disminuye tanto hacia el norte como hacia el sur. Al comparar los
campos de presión y temperatura con el fin de evaluar las zonas baroclínicas a través del
vector solenoidal se concluye que ∇p > × ∇T>
alcanza máximos valores durante
primavera y al este de la región para la cual ∇ 2T> < 0 , si bien esto es sólo una
estimación porque dicha región, ubicada sobre el Océano Atlántico, no posee datos. No
obstante ello, estas conclusiones están de acuerdo con resultados previos que establecen
la existencia de una importante actividad sinóptica durante todo el año para la alta
troposfera de la región mencionada [Hoskins & Hodges, 2005]. En resumen, salvo para
– 105 –
ciertas regiones como la mencionada, en el nivel de la tropopausa inferior se presenta
una limitada baroclinicidad durante todas las épocas del año.
En cuanto a la temperatura de la tropopausa superior T< existen similitudes y
diferencias respecto del campo de T> . Por un lado, los campos de T< no presentan un
comportamiento muy distinto al de la tropopausa inferior. Durante verano y otoño los
campos son zonales, mientras que las isotermas en primavera se curvan hacia mayores
latitudes en el sur de dominio, aunque en todos los casos ∂T< ∂ϕ > 0 ; el invierno
presenta un máximo de temperaturas similar al de la tropopausa inferior, alrededor de
40ºS. Por el lado de la baroclinicidad la cosa es muy distinta, pues al comparar la
disposición relativa de las isotermas y las isobaras se concluye que existen zonas donde
∇p< × ∇T<
alcanza valores importantes. En invierno (verano) la máxima
baroclinicidad en la tropopausa superior se establece en latitudes tropicales (medias),
por lo que pareciera seguir la migración del STJ. Este comportamiento ya ha sido visto
durante el análisis de presión para la región ubicada entre ambas tropopausas, y puede
establecerse entonces que la baroclinicidad en la UT/LS tiene un ciclo anual entre
aproximadamente 30ºS y 45ºS, con máximos en invierno (verano) para la primera
(segunda) latitud.
– 106 –
Figura 4.19 – Campos de temperatura media de la tropopausa inferior (izquierda) y
superior (derecha) para verano (arriba) y otoño (abajo). Los valores mostrados se
expresan en grados centígrados, con una separación entre isotermas de 2º C. Las zonas
más oscuras corresponden a tropopausas más frías.
– 107 –
Figura 4.19 (continuación) – Campos de temperatura media de la tropopausa inferior
(izquierda) y superior (derecha) para invierno (arriba) y primavera (abajo).
– 108 –
Siendo la temperatura un parámetro no conservativo para la atmósfera libre, la
comparación de valores entre ambas tropopausas no permite evaluar fehacientemente
ciertas propiedades interesantes como la posición relativa entre ambas. Si en cambio se
supone que los procesos son adiabáticos y secos (lo cual no siempre es cierto) la
temperatura potencial se convierte en el parámetro adecuado para este tipo de análisis.
Se obtendría una mejora en las conclusiones si se utilizara θ e pero ya ha sido discutido
por qué esta variable es dejada de lado en este tipo de estudios. Las isentrópicas de la
tropopausa inferior (Figura 4.20) son prácticamente zonales durante el invierno,
mientras que en las restantes épocas del año puede notarse en las latitudes tropicales el
ingreso desde el este de una lengua con mayores valores, que rondan los 360 K. Estos
mayores valores podrían responder a circulaciones residuales de la celda de Hadley, a
un mayor calentamiento radiativo en las capas bajas de la atmósfera, o a una
combinación de ambos efectos. A este respecto ya se ha mencionado que la altura de la
tropopausa es sensible a la temperatura de la superficie terrestre [Thuburn & Craig,
1997] y recordando que ∂θ ∂z > 0 en una atmósfera estable, un mayor calentamiento
radiativo se traduciría en una tropopausa más alta, con mayor temperatura potencial.
Una comparación entre los campos de altura (Figura 4.18) y los de temperatura
potencial permite concluir que en términos generales las mayores alturas coinciden con
mayores temperaturas potenciales. Si se denota a la temperatura potencial de la
tropopausa inferior con θ < puede establecerse como regla general que ∂θ < ∂ϕ < 0 ,
aunque quizás esta regla no sea válida en latitudes tropicales del dominio en estudio
puesto que existen zonas para las que ∂θ < ∂ϕ ≥ 0 , aunque este detalle es irrelevante en
lo que hace a la discusión del próximo párrafo. En cuanto a la temperatura potencial de
la tropopausa superior θ > el comportamiento es distinto al sur y al norte de ≈35ºS. Al
norte de tal latitud se verifica que, a grandes rasgos, θ > alcanza valores máximos a lo
– 109 –
largo de un meridiano al este de los Andes, es decir ∂ 2θ > ∂λ2 < 0 para λ ≈ 70º O ,
mayormente durante otoño e invierno, mientras que al sur de 35ºS ∂θ < ∂ϕ > 0 .
La isentrópica más baja que se ubica íntegramente dentro de la estratósfera se
encuentra entre 370 y 380 K [Holton et al., 1995; Stohl et al., 2003; Schoeberl, 2004].
De esta forma, toda isentrópica con valores por encima de los mencionados puede
considerarse de propiedades estratosféricas. Así, las tropopausas simple e inferior se
encontrarían mayormente en la troposfera superior a lo largo del año, mientras que la
superior se encontraría en la baja estratósfera. Esta es otra manifestación del hecho de
que la región situada entre las tropopausas inferior y superior es una zona de transición
entre ambas capas de la atmósfera. Existe además otro rasgo distintivo de las
tropopausas dobles, ya mencionado al analizar las alturas, pero que se evidencia
independientemente con la variable tratada aquí. En efecto, en virtud de las relaciones
∂θ < ∂ϕ ≥ 0 y ∂θ < ∂ϕ > 0 para la región extratropical puede concluirse que la
superficie de la tropopausa inferior desciende con la latitud mientras que la tropopausa
superior asciende, encontrándose para latitudes medias dentro de la baja estratosfera.
Como la relación entre θ y z es directa, esto es análogo a la descripción efectuada con
los espesores h> − h< en el sentido de que el aire estratosférico ingresa a la alta
troposfera canalizado por las superficies de las tropopausas superior e inferior. La
Figura 4.21 resume estos conceptos. En analogía con Gettelman y Forster [2002],
quienes definen la denominada Tropical Tropopause Layer (TTL) como la zona de
transición entre la troposfera y la estratósfera, puede definirse aquí la Extratropical
Tropopause Layer (ExTTL) [Bischoff et al., 2007] como la región situada entre las
tropopausas superior e inferior. En virtud de los resultados mostrados en la Fig. 4.20 o,
– 110 –
alternativamente, la Fig. 4.18, el espesor de dicha zona de transición se incrementa con
la latitud.
– 111 –
Figura 4.20 – Campos de temperatura potencial media de la tropopausa inferior
(izquierda) y superior (derecha) para verano (izquierda) y otoño (abajo). Los valores
mostrados se expresan en Kelvin, con una separación entre isentrópicas de 5 K. Las
zonas más oscuras corresponden a temperaturas más frías.
– 112 –
Figura 4.20 (continuación) – Campos de temperatura potencial media de la tropopausa
inferior (izquierda) y superior (derecha) para invierno (arriba) y primavera (abajo).
– 113 –
Figura 4.21 – Esquema ilustrativo mostrando la posición relativa de las tropopausas
inferior y superior en un rompimiento de latitudes medias. La tropopausa simple
disminuye su altura con la latitud, mientras que la tropopausa superior la aumenta. La
flecha gris muestra la trayectoria que siguen las parcelas de aire estratosférico hacia la
alta troposfera. Cuando el rompimiento se origina ante la presencia de un jet de capas
altas, las parcelas lo atraviesan en su descenso.
La intensidad media del viento a la altura de la tropopausa inferior (Figura 4.22)
muestra que las isotacas adoptan una posición más zonal en verano, sobre todo en el
extremo norte del dominio, mientras que para invierno los campos se encuentran muy
distorsionados, con un núcleo de viento máximo de aproximadamente 70 kts ubicado en
el centro del dominio, el cual persiste durante la primavera aunque ocupando un área
menor. En invierno, tanto de la Figura 4.7 como de la Figura 4.22 para la tropopausa
inferior se visualiza la presencia de núcleos de viento máximo a lo largo de ≈35º S, y si
bien los contornos están algo desdibujados para el último caso, son igualmente visibles.
Durante esta época del año el STJ se encuentra en su posición más boreal, de manera
– 114 –
que los núcleos de viento máximo reflejados en la climatología no responden al STJ, y
presumiblemente se asocian a los jets que acompañan a los frentes, los cuales alcanzan
menores latitudes, en consistencia con resultados que establecen que los mayores
porcentajes de tropopausas dobles sobre SAEZ y SARE tienen lugar en invierno
[Bischoff et al., 2007].
Para la tropopausa superior, en verano y otoño la intensidad del viento tiene una
ligera variación con la latitud. Durante invierno y primavera no solamente los valores se
incrementan, sino que también la cortante horizontal ∇ H v H es más intensa. El núcleo
de vientos máximos se posiciona sobre SAZB, con valores superiores a los 80 kts.
Podría argumentarse que esto se debe a singularidades sobre la mencionada estación,
aunque las isotacas en un entorno que incluye a las estaciones SAEZ, SAZN y SAZR
parecen indicar que los valores son correctos. De esta forma, la tropopausa superior
posee sobre el sur de la provincia de Buenos Aires los máximos vientos de la región.
Así, son intensas tanto la cortante vertical como la horizontal y la UT/LS sobre esta
región es inestable durante invierno y primavera.
Para el sistema estratosfera-troposfera la intensidad del viento en cercanías de la
tropopausa (simple) es máxima [Bluestein, 1993; ver también Fig. 4.8] y esto da cuenta
de su importancia en relación a la formación de sistemas de altura, ya que los oestes en
latitudes medias son una fuente permanente de inestabilidades [Charney, 1947]. Como
aquí puede verse, esto deja de ser cierto para tropopausas dobles, pues la intensidad del
viento en la tropopausa inferior es algo así como 10 kts mayor que para la tropopausa
simple. Ahora bien, si durante los eventos dobles se espera una tropopausa más baja que
la simple también se esperará una disminución en la intensidad del viento, pues se sabe
– 115 –
que ésta se incrementa con la altura. Sin embargo, ocurre exactamente lo contrario. La
primera explicación tentativa a esto es que el jet debe ser más intenso que en el caso de
la tropopausa simple para forzar un rompimiento, de manera de obtener mayores
intensidades de viento para alturas menores y así justificar los resultados observados.
Este argumento no puede ser invalidado, ya que la teoría subyacente indica que la
formación de un frente en altura implica la presencia de componentes ageostróficas que
se desarrollan en torno al núcleo de viento máximo [Shapiro, 1981; Keyser & Pecnick,
1985b; Keyser & Shapiro, 1986] y culminan con un jet más bajo e intenso y con un
descenso de la tropopausa [Bluestein, 1993]. A su vez, existen observaciones [Shapiro,
1980] de que el aire en dicha región presenta propiedades químicas intermedias entre las
de la troposfera y la estratosfera. En la región ocupada por el jet los valores que toma el
número de Richardson
g ∂θ
Ri =
θ ∂z
∂v H
∂z
2
(4.11)
son pequeños debido a que la cortante vertical es intensa, de manera que el flujo
turbulento es el responsable del intercambio de propiedades a través del jet. Si ahora
suponemos que los límites superior e inferior de esta capa de transición lo marcan las
tropopausas superior e inferior, respectivamente, el jet se encontrará posicionado entre
ambas tropopausas, tal y como se muestra en la Figura 4.21. A manera de ejemplo, la
Figura 4.23 muestra un sondeo para el cual se detectó tropopausa doble sobre SAZB, y
puede apreciarse que el núcleo de vientos máximos efectivamente se ubica entre ambas
tropopausas. De esta forma, la sola presencia de un jet tiene la capacidad de romper la
tropopausa y es por ello que frecuentemente se relaciona al STJ con estos
– 116 –
rompimientos, si bien Bischoff et al. [2007] muestran un caso en el cual el jet que
acompaña a un sistema frontal es el responsable de tal rompimiento. Así, la presencia de
más de un jet tiene el potencial de generar tropopausas múltiples, y en ocasiones dos
jets pueden combinarse para formar un único jet más intenso [Prezerakos et al., 2006]
con un potencial mucho más grande para el rompimiento de la tropopausa.
Los conceptos de tropopausas térmicas y dinámicas no son disconexos cuando se
los vincula con los jets. Para las segundas, la turbulencia en las cercanías del jet en
altura genera o destruye vorticidad potencial [Gidel & Shapiro, 1979; Keyser &
Rotunno, 1990; Apéndice A] y estas fuentes y sumideros hacen que la superficie
isertélica, i.e. la tropopausa dinámica, se pliegue. Cuando el jet se retira o pierde
intensidad, el equilibrio se reestablece por medio de la mezcla vertical que termina
destruyendo el pliegue. Como ejemplo, si la tropopausa se define con 2 PVU el
equilibrio se reestablece en aproximadamente dos días [Hartjenstein, 2000]. En otras
palabras, 48 horas sería el tiempo necesario para volver a condiciones de tropopausa
dinámica sin pliegues. Entonces, cualitativamente las regiones de rompimientos de la
tropopausa térmica y de pliegues en la tropopausa dinámica deben ser coincidentes en
vista de la dependencia que tienen estos dos procesos con el jet de capas altas. En lo
referente al tiempo de decaimiento de un rompimiento el tema se encuentra fuera del
objetivo del presente trabajo, si bien sería sumamente interesante investigarlo y cotejar
el resultado con el presentado por Hartjenstein [2000] como una alternativa al estudio
de semejanzas y diferencias entre ambas definiciones de tropopausa.
– 117 –
Figura 4.22 – Campos de intensidad media del viento en el nivel de la tropopausa
inferior (izquierda) y superior (derecha) para verano (arriba) y otoño (abajo). Los
valores mostrados se expresan en nudos, con una separación entre isotacas de 3 kts
(izquierda) y 2 kts (derecha). Las zonas más oscuras corresponden a viento menos
intenso.
– 118 –
Figura 4.22 (continuación) – Campos de intensidad media del viento en el nivel de la
tropopausa inferior (izquierda) y superior (derecha) para invierno (arriba) y primavera
(abajo).
– 119 –
Figura 4.23 – Sondeo tomado sobre SAZB el 21 de julio de 1979 12Z. Las flechas
indican la posición de las tropopausas y puede observarse que el núcleo de viento
máximo se ubica entre ambas.
– 120 –
4.2.2 Variabilidad
El campo de desvío estándar para la presión de las tropopausas inferior y
superior se muestra para cada época del año en la Figura 4.24. La primera característica
sobresaliente es que las variabilidades de las tropopausas inferior y superior son
espacialmente opuestas. Para la primera los máximos valores de desvío estándar se
tienen en menores latitudes, mientras que para la segunda ocurren en latitudes medias, y
aumentan con la latitud. Este último punto es fácil de entender si se recuerda que la
tropopausa superior se curva hacia la estratósfera con la latitud. En vista de que la
trayectoria seguida por el aire estratosférico que ingresa a la troposfera es cuasihorizontal y con dirección hacia menores latitudes dicha variabilidad está signada por el
comportamiento de la tropopausa superior ante cada rompimiento particular, más o
menos intenso dependiendo de la magnitud del proceso que lo haya generado. Como
usualmente el rompimiento es generado por un jet, el proceso de intercambio tiene lugar
en un entorno turbulento y dicha variabilidad estará entonces relacionada con la
variabilidad en la intensidad del jet.
Es interesante obtener una imagen cualitativa del comportamiento espacial de la
variabilidad para las tres tropopausas. Si se comparan las Figuras 4.9 y 4.24 para cada
época del año y se recuerda que en la climatología la tropopausa simple se ubica entre
sus contrapartes inferior y superior, podrá apreciarse que existe un patrón común con
una corriente descendente de máxima variabilidad desde la tropopausa superior hacia
menores latitudes, similar a la trayectoria que siguen las parcelas de aire estratosférico.
Naturalmente, las tres tropopausas no se encuentran simultáneamente presentes. Es
importante recalcar que los rompimientos se inician en la tropopausa simple y que los
– 121 –
posibles procesos que llevan a interpretar los campos de variabilidad de la misma ya
fueron oportunamente discutidos. En vista de ello, tampoco es necesario introducir
nuevas exégesis para los campos de variabilidad presentados en la Figura 4.24. En lo
que podría interpretarse como una cascada de procesos la tropopausa simple se rompe,
predisponiendo al aire estratosférico a ingresar hacia la alta troposfera. El aire
estratosférico posee mayor vorticidad potencial que el troposférico. La vorticidad
potencial [Apéndice A] se define en coordenadas isentrópicas como
Z = − gη θ
∂θ
∂p
(4.12)
La cantidad anterior es el producto entre la inversa de la estabilidad estática,
− g −1 ∂p ∂θ en coordenadas isentrópicas, y la vorticidad absoluta ηθ . En términos
climatológicos la estabilidad estática es mucho mayor en la estratósfera que en la
troposfera. Si los procesos son adiabáticos Z se conserva, de manera que si la
estabilidad estática disminuye, lo cual ocurre en mayor o menor medida en la región del
rompimiento, esto se traducirá en mayores vorticidades. Así, esta mayor vorticidad
canalizada por las tropopausas superior e inferior y advectada cuasi-horizontalmente
hacia menores latitudes, sería la responsable de generar los campos de variabilidad
presentados aquí. En resumen, como modelo plausible para la interpretación de las
variabilidades observadas se tendría una descripción cronológica que indicaría que la
máxima variabilidad se inicia con el rompimiento de la tropopausa simple, continúa en
la tropopausa superior y finaliza, ya en menores latitudes, en la inferior.
– 122 –
Figura 4.24 – Campos de desvío estándar de presión al nivel de la tropopausa inferior
(izquierda) y superior (derecha) para verano (arriba) y otoño (abajo). Los valores
mostrados se expresan en hectopascales, y la separación entre isobaras es de 2.5 hPa
(izquierda) y 2 hPa (derecha). Las zonas más oscuras corresponden a menor
variabilidad.
– 123 –
Figura 4.24 (continuación) – Campos de desvío estándar de presión al nivel de la
tropopausa inferior (izquierda) y superior (derecha) para invierno (arriba) y primavera
(abajo).
– 124 –
Como presión y altura están relacionadas por (4.5) es esperable que máximos y
mínimos de variabilidad sean cualitativamente coincidentes, como puede apreciarse en
la Figura 4.25, que muestra los campos de desvío estándar de altura de las tropopausas
inferior y superior para cada época del año. Así, no es necesario avanzar en la
interpretación de estos nuevos campos.
– 125 –
Figura 4.25 – Campos de desvío estándar de altura de la tropopausa inferior (izquierda)
y superior (derecha) para verano (arriba) y otoño (abajo). Los valores mostrados se
expresan en kilómetros, y la separación entre isolíneas es de 100 m (izquierda) y 200 m
(derecha). Las zonas más oscuras corresponden a menor variabilidad.
– 126 –
Figura 4.25 (continuación) – Campos de desvío estándar de altura de la tropopausa
inferior (izquierda) y superior (derecha) para invierno (arriba) y primavera (abajo).
– 127 –
En lo referente a los campos de desvío estándar de temperatura de tropopausas
inferior y superior (Figura 4.26) puede notarse que la variabilidad para la primera es
mayor. En cuanto a la ubicación de las regiones de máxima variabilidad el panorama es
ligeramente diferente respecto de las variables anteriores. Por un lado, al efectuar una
comparación entre las Figuras 4.13 y 4.26 puede notarse que la máxima variabilidad en
la tropopausa inferior sigue ubicándose al norte de la correspondiente a la tropopausa
simple, de manera que hasta aquí el comportamiento es el mismo que el mostrado para
las variables anteriores; por el otro, las regiones de máxima variabilidad en la
tropopausa superior se ubican al sur de las de tropopausa simple sólo durante invierno y
primavera y durante verano y otoño, en cambio, se ubican al norte. No obstante ello,
también durante estas dos épocas del año existe cierta variabilidad en el sur del
dominio, y las máximas variabilidades observadas en bajas latitudes parecen responder
más a singularidades en estaciones particulares (SCFA en verano y SBCG en otoño) que
a un comportamiento general de la región, aunque aún haciendo caso omiso de la
variabilidad aportada por las dos estaciones mencionadas existen en su entorno valores
de desvío estándar que se asemejan o incluso superan a los del sur del dominio, cosa
que no ocurre en invierno o primavera. En definitiva, durante invierno y primavera se
verifica para temperatura el mismo comportamiento que para presión y altura, mientras
que durante verano y otoño esto no puede afirmarse a la luz de los resultados aquí
presentados.
– 128 –
Figura 4.26 – Campos de desvío estándar de temperatura de la tropopausa inferior
(izquierda) y superior (derecha) para verano (arriba) y otoño (abajo). Los valores
mostrados se expresan en grados centígrados, y la separación entre isotermas es de
0.5ºC (izquierda) y 0.25ºC (derecha). Las zonas más oscuras corresponden a menor
variabilidad.
– 129 –
Figura 4.26 (continuación) – Campos medios de desvío estándar de temperatura de la
tropopausa inferior (izquierda) y superior (derecha) para invierno (arriba) y primavera
(abajo).
– 130 –
Los campos de desvío estándar de temperatura potencial para cada época del año
se muestran en la Figura 4.27. Al igual que con la temperatura, las regiones de máxima
variabilidad de la tropopausa inferior se ubican más al norte que las de tropopausa
simple. A diferencia de lo que sucede con la temperatura, para todas las épocas del año
la variabilidad en la tropopausa superior es mayor. En vista de los resultados, a
sotavento de los Andes durante invierno y primavera esta última tropopausa presenta
una región con mayores variabilidades relativas. Esto nuevamente podría estar causado
por valores singulares sobre ciertas estaciones, o bien podría denotar la influencia que
ejerce la orografía sobre la dinámica de ciertos procesos de rompimiento. Lejos de ser
descartada, esta última opción parece estar sustentada no sólo a través de la variabilidad,
sino también a través de los campos medios (Figura 4.20). Ambos campos indicarían
que la influencia que tienen los Andes sobre el STE no es homogénea, en vista de la alta
variabilidad. Más allá de estas particularidades, lo cierto es que los valores máximos se
alcanzan al sur del dominio y, en términos generales, se verifica nuevamente que existe
una corriente de máxima variabilidad que desciende cuasi-horizontalmente hacia bajas
latitudes, con la correspondiente a la tropopausa superior (inferior) ubicada más al sur
(norte).
– 131 –
Figura 4.27 – Campos de desvío estándar de temperatura potencial en el nivel de la
tropopausa inferior (izquierda) y superior (derecha) para verano (arriba) y otoño (abajo).
Los valores mostrados se expresan en Kelvin, y la separación entre isentrópicas es de 1
K (izquierda) y 5 K (derecha). Las zonas más oscuras corresponden a menor
variabilidad.
– 132 –
Figura 4.27 (continuación) – Campos medios de desvío estándar de temperatura
potencial en el nivel de la tropopausa inferior (izquierda) y superior (derecha) para
invierno (arriba) y primavera (abajo).
– 133 –
Ya ha sido visto que para el caso de la tropopausa simple la variabilidad en la
intensidad del viento aumenta con la latitud, y también es interesante notar que las
regiones que alcanzan máximos valores para la mencionada variable son
aproximadamente coincidentes con los máximos de otras, presión (Figura 4.9) o altura
(Figura 4.12) por ejemplo, sobre todo durante invierno y primavera. Quizás el viento es
la variable de mayor relevancia a la hora de vincularla con los rompimientos pues ya se
hizo mención a las componentes ageostróficas que se generan en los núcleos de viento
máximo dentro de los jets, las cuales ocupan un rol fundamental. En la región de salida
de un núcleo de viento máximo dentro de un jet la circulación es térmicamente indirecta
[ver Apéndice C] y consecuentemente frontogenética, pues el término relacionado con
la cortante vertical es importante y dispone las isentrópicas más verticalmente.
Existen ciertas controversias en cuanto al uso de modelos bidimensionales o
tridimensionales para el estudio de la frontogénesis en general, y de la actividad frontal
en altura en particular. Debido a que la escala espacial a lo largo del frente es mucho
mayor que la transversal, es razonable en principio el uso de modelos bidimensionales,
los cuales no tienen en cuenta la curvatura de la zona frontal en la horizontal. No es
objetivo del presente trabajo el de efectuar una crítica al modelado de la frontogénesis
en superficie, de manera que los detalles serán omitidos para este caso. En cambio, la
actividad frontal en la media/alta troposfera y la evolución de los jets son procesos
simultáneos [Mudrick, 1974], de manera que sin entrar en los pormenores será
apropiado efectuar un breve análisis. Según se muestra en el Apéndice C, se generan
circulaciones ageostróficas perpendiculares a la dirección del jet. Los modelos
bidimensionales [e.g. Keyser & Pecnick, 1985a] que incluyen estos efectos han probado
representar satisfactoriamente las condiciones observadas de máxima actividad en la
– 134 –
región de la tropopausa, con un descenso de la misma, y con una circulación
térmicamente directa para el sistema frente/jet consistente con un aumento en la
intensidad del jet dentro de la región de máxima actividad. Sin embargo, también
existen circulaciones ageostróficas paralelas a la dirección del jet (i.e. a lo largo del
frente) debidas a la curvatura que naturalmente no pueden ser resueltas con modelos
bidimensionales, pero que pueden ser parametrizadas por ejemplo a través de la
ecuación de Sawyer-Eliassen [Keyser & Pecnick, 1985b] e incluso despreciarse para
ciertos casos particulares en los que el radio de curvatura supera cierto valor crítico
[Shapiro, 1981]. Por otro lado, un ejemplo de aplicación de modelos tridimensionales es
el estudio efectuado por Mudrick [1974] cuyos resultados también muestran un
descenso de la tropopausa y máxima subsidencia por detrás del jet, estableciéndose
también que cuanto mayor es la intensidad frontal más vigorosa es la corriente
descendente de aire estratosférico. Hines & Mechoso [1991] concluyen que el proceso
de la frontogénesis es, localmente, bidimensional en esencia, pero fuertemente
dependiente del carácter tridimensional de la amplificación de una onda baroclínica. En
sí, el resultado que más interesa a los efectos del presente estudio es que, como se ha
venido mencionando, la presencia de un jet tiene el potencial de romper la tropopausa.
Más aún, pues durante la frontogénesis el comportamiento de la tropopausa es
aparentemente una consecuencia y no una causa. Mudrick [1974] y Hoskins &
Bretherton [1972] sugieren que la altura de la tropopausa es una variable pasiva durante
la frontogénesis que actúa como variable de control para impedir la presencia de
discontinuidades. Cabe aclarar que esta conclusión se extrae en el marco de modelos
numéricos, de manera que no puede aceptarse como una explicación general. Desde el
punto de vista del comportamiento de la tropopausa, la actividad frontal en altura y la
ciclogénesis dan lugar a la misma configuración. Asimismo, existen estudios que
– 135 –
indican que descensos de la tropopausa anteceden [e.g. Uccellini et al., 1985] o son
simultáneos [Wandishin et al., 2000] a la ciclogénesis por lo que en principio existe
relación entre la actividad frontal en altura y la ciclogénesis en capas bajas. Esta es una
de las líneas de investigación propuesta por Keyser y Shapiro [1986].
Aún suponiendo que las componentes ageostróficas longitudinales pueden
despreciarse la variabilidad en la intensidad del viento es una medida aproximada de la
presencia de frentes en altura, y consecuentemente de la presencia de rompimientos de
la tropopausa. Lamentablemente, la distancia existente entre las estaciones que
componen la red aerológica en el área estudiada impide un análisis detallado de la
variabilidad de los jets en la región. Asimismo, los campos se distorsionan debido a la
existencia de singularidades sobre ciertas estaciones, de manera que la variable más
interesante también es la menos veraz. No obstante ello, la Figura 4.28 muestra los
campos de desvío estándar de la intensidad de viento para las tropopausas inferior y
superior, y puede notarse que en términos generales la variabilidad es mayor para la
tropopausa inferior. Si se comparan los resultados mostrados con los correspondientes a
la tropopausa simple (Figura 4.15) se puede observar que las regiones de máxima
variabilidad durante invierno coinciden para esta tropopausa y la inferior, ubicándose al
este de los Andes, aproximadamente entre 30ºS y 45ºS. Que la máxima variabilidad se
presente en invierno no es sorprendente, ya que la actividad frontal en altura es
dependiente de la amplificación de las ondas baroclínicas más inestables, y durante esta
época del año la baroclinicidad alcanza menores latitudes. Por otro lado, que esta
variabilidad se ubique a barlovento de los Andes es un indicador de cierto efecto que
imparte la topografía sobre el jet. Otro rasgo interesante del invierno es que existe un
collado de variabilidad en la región central de Argentina, alrededor de 35ºS y
– 136 –
aproximadamente sobre el noroeste de la provincia de Buenos Aires. Los valores
medios para la intensidad del viento en la tropopausa inferior sobre esta región son
superiores a los 70 kts. Algo similar ocurre para la tropopausa simple, lo cual sugiere
que la presencia de actividad frontal durante el invierno es prácticamente una constante.
Adicionalmente, puede establecerse aquí una relación directa entre frontógenesis en
altura y ciclogénesis en superficie, recordando que en invierno esta es una de las
regiones más ciclogéneticas del HS [Hoskins & Hodges, 2005]. Es importante destacar
aquí que el jet que sufre una intensificación ante actividad frontal en altura se posiciona
entre las tropopausas inferior y superior, de manera que ninguna de las variables
consideradas aquí responde a ello, y los resultados mostrados son solamente
aproximados. En rigor, la variable más acertada es la que corresponde a la tropopausa
simple, aunque solamente en los primeros estadios de la actividad frontal, ya que su
análisis pierde validez en cuanto la tropopausa se rompe. Efectuar una climatología del
viento máximo en cada una de las estaciones es una tarea pendiente para trabajos
futuros.
Hasta aquí se ha presentado la climatología básica de tropopausas en la región
analizada, la cual será de utilidad en la interpretación de los resultados de la siguiente
sección, que trata sobre las estructuras espaciales asociadas con los acoplamientos entre
dichas tropopausas y los niveles de 500 y 100 hPa.
– 137 –
Figura 4.28 – Campos de desvío estándar de intensidad de viento en el nivel de la
tropopausa inferior (izquierda) y superior (derecha) para verano (arriba) y otoño (abajo).
Los valores mostrados se expresan en nudos y la separación entre isotacas es de 1 kts
(izquierda) y 0.75 kts (derecha). Las zonas más oscuras corresponden a menor
variabilidad.
– 138 –
Figura 4.28 (continuación) – Campos de desvío estándar de intensidad de viento en el
nivel de la tropopausa inferior (izquierda) y superior (derecha) para invierno (arriba) y
primavera (derecha).
– 139 –
5.
RESULTADOS: ESTRUCTURAS ESPACIALES Y EVOLUCIONES
TEMPORALES
DE
ACOPLAMIENTOS
ENTRE
ALTURAS
DE
TROPOPAUSAS Y 500 Y 100 HPA
El propósito de esta sección es el de analizar por pares el acoplamiento entre las
alturas de las distintas tropopausas con las de los niveles de 500 y 100 hPa a lo largo del
año climático, con el fin de identificar aquellos fenómenos que más frecuentemente
influyen en el comportamiento conjunto de cada par estudiado. A tal efecto, se
presentan para cada par examinado las estructuras espaciales de circulación como así
también su evolución temporal, obtenidas por aplicación del Método de Componentes
Principales (Principal Components Analysis) en modo S. Para la implementación del
método se utilizan como entrada los campos estandarizados (o normalizados) calculados
según se describe en la sección 3 y en el Apéndice B. En consecuencia, las estructuras
obtenidas también se encuentran normalizadas.
Cada uno de los autovectores de la matriz de correlación será designado como
EOF (Empirical Orthogonal Function). Para cada par de variables se analizarán los tres
primeros EOFs asociados a los tres mayores autovalores. Según se muestra en el
Apéndice B los campos reales pueden descomponerse como una combinación lineal de
coeficientes dependientes del tiempo que multiplican a cada uno de estos EOFs. Tales
coeficientes serán designados como factor scores, o simplemente scores. Asimismo, la
correlación entre cada campo real y un dado EOF se denominará factor loading, o
loading simplemente. Se dirá que un dado EOF se encuentra en modo directo (inverso)
cuando el loading adopte valores positivos (negativos).
– 140 –
5.1
Tropopausa simple y 500 hPa
La Figura 5.1 presenta los primeros tres EOFs junto con los campos mejor
correlacionados con cada uno de ellos. La figura también incluye los scores de cada
EOF, como así también la evolución temporal de los loadings. Dado que cada EOF es
un vector compuesto que incluye los campos de tropopausa y de 500 hPa
simultáneamente, la figura también presenta la evolución temporal del loading parcial
para tropopausa y para 500 hPa separadamente, con el objetivo de discriminar el
comportamiento de cada una de las variables estudiadas. Cada serie temporal presenta
dos líneas horizontales que denotan valores del coeficiente de correlación de ± 0.3 .
Estos valores son sugeridos por Richman & Gong [1999] como una manera de
representar los límites de significancia para el coeficiente de correlación. Así, cuando
r ≤ 0.3 o bien existe ruido estadístico, o bien el campo real se encuentra representado
por otros EOFs [Compagnucci et al., 2001]. En vista de que los scores y los loadings
presentan un comportamiento similar, la condición r ≤ 0.3 podría reescalarse para
obtener también un límite de significancia para los scores, simplemente multiplicando
este valor límite por el máximo valor alcanzado por cada score. Por ejemplo, todos los
scores aquí mostrados se encuentran graficados en el rango –8-8 y un buen límite de
significancia por exceso podría establecerse en 2.4. Este resultado es puramente
especulativo además de depender de las variables utilizadas. En contraste, los loadings
no presentan la desventaja de depender de los datos utilizados porque se encuentran
acotados.
Las varianzas explicadas por cada EOF presentado en la Figura 5.1 se muestran
en la Tabla 5.1, donde puede apreciarse que las tres primeras estructuras espaciales
– 141 –
representan aproximadamente un tercio de la varianza total del acoplamiento. Los
valores obtenidos para las varianzas explicadas se encuentran dentro del rango de
valores encontrados por otros autores haciendo uso del mismo método en el análisis de
distintos campos a escala hemisférica [e.g. Farrara et al., 1989; Compagnucci et al.,
2001].
EOF
1
2
3
Varianza (%)
13.04
9.71
7.26
Varianza Acumulada (%)
13.04
22.75
30.01
Tabla 5.1 – Varianzas explicadas y acumuladas para los primeros tres EOFs
correspondientes al acoplamiento de tropopausa simple y 500 hPa.
– 142 –
Figura 5.1 – Estructuras espaciales y evoluciones temporales asociadas al acoplamiento
de alturas normalizadas de tropopausa simple y 500 hPa. Cada grupo de estructuras
espaciales muestra la EOF (arriba) y el campo real mejor correlacionado con ella
(abajo). Tropopausa (500 hPa) corresponde al panel ubicado a la izquierda (derecha). El
orden es (a) EOF1; (b) EOF2; (c) EOF3. Las líneas sólidas (punteadas) representan
valores positivos (negativos), mientras que la línea sólida más gruesa denota el cero. El
panel superior de evoluciones temporales muestra los scores (negro) y los loadings
(gris) asociados a cada EOF. La mejor correlación corresponde a (a) r = −0.71 ; (b)
r = 0.77 ; y (c) r = −0.71 . El panel inferior de evoluciones temporales muestra los
loadings parciales para tropopausa (negro) y 500 hPa (gris). Las líneas punteadas
horizontales representan los valores r = ±0.3 . Ver texto para mayores detalles.
– 143 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.1 a) – continuación
– 144 –
.%0327
+
Figura 5.1 b)
– 145 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.1 b) – continuación
– 146 –
.%0327
+
Figura 5.1 c)
– 147 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.1 c) – continuación
– 148 –
.%0327
+
Para la EOF más representativa (Fig. 5.1 a) la varianza explicada asciende al
13.04%. Las alturas para ambos niveles se encuentran en fase, en el sentido de que un
ascenso (descenso) de la superficie isobárica de 500 hPa está directamente relacionado
con un ascenso (descenso) de la tropopausa, con las mayores anomalías ubicadas en el
centro del dominio. Los scores presentan una marcada estacionalidad, con el armónico
correspondiente a la onda semianual explicando aproximadamente un 51% de la
varianza total de la serie. Cuando los scores adoptan valores positivos (negativos) las
estructuras espaciales mantienen (invierten) su signo. Existen máximos a comienzos del
otoño y fines del invierno, aunque este último es más intenso; y mínimos a fines del
otoño y fines de la primavera, con el primero más marcado. De esta forma, la transición
entre invierno y primavera es un tanto más intensa que aquella que tiene lugar entre
verano y otoño. Las estructuras espaciales de la EOF1 invierten su signo prácticamente
durante otoño y primavera, i.e. los equinoccios, cuando no dominan ni el anticiclón del
Atlántico (verano) ni los sistemas asociados al jet polar (invierno). A la luz de estos
resultados, existen máximos relativos tanto en las alturas de tropopausa simple como en
las del nivel de 500 hPa aproximadamente durante los equinoccios. Los mínimos
absolutos de alturas (mínimos scores) ocurren a fines de otoño y comienzos del
invierno, en coincidencia con la máxima frecuencia de bajas segregadas en la región
[Campetella & Possia, 2007], para las cuales se sabe que producen un efecto
descendente en todas las superficies isobáricas de la troposfera y la baja estratósfera
debido a la presencia de anomalías ciclónicas de vorticidad potencial [Price & Vaughan,
1993]. Este resultado pone de manifiesto la importancia que tienen estos sistemas de
altura en el comportamiento de la tropopausa. Bajo estas circunstancias el ingreso de
aire estratosférico se favorece pues las bajas segregadas tienen un potencial muy grande
de permitir el ingreso de aire estratosférico hacia la troposfera [Price & Vaughan, 1993].
– 149 –
Ya se mencionó que usualmente las bajas segregadas pueden identificarse como núcleos
de mayor vorticidad potencial (en valor absoluto) en relación a la del entorno. Como la
vorticidad potencial es el producto entre estabilidad estática y vorticidad, si se supone
que la primera no es apreciablemente mayor a la del entorno, la presencia de una baja
segregada se traducirá en una mayor vorticidad ciclónica, i.e. mayor cortante, por lo que
la tropopausa (simple) se rompe como consecuencia del establecimiento de
circulaciones ageostróficas en altura (por mecanismos ya especificados) dando lugar a
una tropopausa inferior y a otra superior por la que se cuela el aire estratosférico. Este
proceso da lugar al ingreso de mayor vorticidad en las capas altas de la troposfera que
desencadena la convección y la ciclogenésis. Es importante aclarar que esto es cierto
sólo parcialmente debido a que la suposición de que la estabilidad estática dentro y
fuera de la baja segregada es similar no es del todo acertada. Es por ello que un
descenso de la tropopausa (simple) está asociado a ciclogénesis, de la misma manera
que un ascenso está asociado a bloqueos [Berrisford et al., 2007].
Existe cierta persistencia en los scores a adoptar un signo determinado en ciertas
épocas del año. No obstante ello, la presencia de sistemas sinópticos o de mesoescala
particularmente anómalos en cuanto a época del año se refiere puede alterar el
comportamiento estacional descripto anteriormente. Ya se ha hecho mención a la íntima
relación que existe entre bajas segregadas y tiempo severo con los marcados descensos
de la tropopausa, sobre todo en los meses de otoño e invierno, aunque este fenómeno de
altura también puede aparecer durante primavera o verano, siendo mínima la frecuencia
para el último caso [Campetella y Possia, 2007]. Por otro lado, existe una intensa
corriente descendente por detrás de los sistemas frontales de superficie que dan lugar a
los característicos anticiclones de buen tiempo asociados con la presencia de masas de
– 150 –
aire frío, tanto más intensas cuanto más intensa sea la perturbación que las generó,
usualmente un frente en altura, sobre todo durante los meses de invierno [Vera y
Vigliarolo, 2000]. Así, la frecuencia de ocurrencia de intrusiones de aire frío es
indirectamente también una medida de la frecuencia de rompimientos en la tropopausa.
Existen estudios al respecto [Hoffman, 1971; Garreaud, 2000] que indican que el
ingreso de frentes fríos intensos hacia latitudes menores ocurren cada 1-2 semanas, de
manera que la inversión de las estructuras espaciales mostradas no es esporádica, y
puede observarse en el cambio de signo que sufren los scores mayormente durante
mediados del invierno. Con respecto al verano, tanto el ingreso de frentes fríos como la
presencia de bajas segregadas parecerían ser más comunes durante el mes de febrero,
que es cuando los scores presentan una mayor persistencia de valores negativos. Por el
contrario, el modo directo en el que se presentan las estructuras daría cuenta de la
presencia de MCCs, los cuales tienen el efecto de provocar un ascenso de la tropopausa.
En términos generales, estos resultados están de acuerdo con los presentados por
Velasco & Fritsch [1987] que indican que estos sistemas son más frecuentes en esta
época del año.
Antes de pasar al análisis de la siguiente EOF es interesante mencionar que los
loadings parciales de la EOF1 revelan que, en general, las alturas de tropopausa simple
y de 500 hPa se encuentran en fase. Sin embargo, particularmente durante el comienzo
de los solsticios existe una persistencia de correlaciones de distinto signo que denotan
un comportamiento opuesto de ambas variables. Esto debe ser tenido en cuenta a la hora
de interpretar los resultados presentados aquí. Asimismo, el caso más general es que los
loadings parciales para tropopausa (500 hPa) sean positivos (negativos), con lo que la
tropopausa simple se encuentra por encima de sus valores medios, mientras que lo
– 151 –
contrario ocurre con 500 hPa. La causa de este comportamiento no es objetivo de la
presente tesis, pero un argumento especulativo para explicarlo podría venir de la mano
de la presencia de calor diabático entre ambos niveles –producto de la liberación de
calor latente por ejemplo– tal y como se sugiere en Yuchechen et al. [2009].
La segunda estructura más representativa se corresponde con los campos de la
EOF2 (Figura 5.1 b), cuya varianza explicada asciende a 9.71%. En ella puede
observarse que tanto la tropopausa como 500 hPa se ubican en fase a ambos lados de un
eje de dirección aproximada noroeste-sudeste, quizás más visible en 500 hPa, de forma
tal que las regiones sudoccidental y nororiental son de comportamiento opuesto para
cada variable. La similitud entre la posición que adopta el mencionado eje con el avance
de un frente frío desde el sudoeste es sugestiva. Al respecto, Compagnucci & Salles
[1997] encontraron que la segunda estructura espacial más representativa de los campos
de presión a nivel del mar en la región se encuentra asociada al pasaje de frentes fríos,
lo cual refuerza la idea que relaciona a la EOF2 con la presencia de frentes fríos.
Suponiendo que este sea el caso, teniendo cuenta que el método no permite discernir
evoluciones temporales en los campos, y recordando que se utiliza una climatología
basada en 35 años de datos, el hecho de que la línea frontal se ubique aproximadamente
en la posición que ocupa la línea de anomalías nulas podría dar cuenta de cierta
tendencia de los frentes de altura a tornarse estacionarios en tal posición. Los dos
armónicos más representativos de la evolución temporal de los scores son el segundo
(onda semianual) y el tercero (onda terianual), con varianzas explicadas de ≈26% y
≈14%, respectivamente. Del primer panel de series temporales puede verse que los
valores positivos de los scores son más persistentes durante otoño, los negativos lo son
en verano, y la máxima variabilidad se tiene durante el invierno. La EOF2 en modo
– 152 –
inverso representa adecuadamente en 500 hPa a un sistema de altas presiones por detrás
de un frente. Esta situación tiene lugar cuando los scores adoptan valores negativos,
mayormente significativos durante los meses de invierno según lo mostrado en la Fig.
5.1. El campo real mostrado se encuentra correlacionado positiva y significativamente
con la EOF2 en modo directo, y en 500 hPa presenta una vaguada difluente al norte de
las Islas Malvinas, una configuración altamente ciclogenética sobre la costa patagónica
y el océano Atlántico. Ya se ha hecho mención a la estrecha relación que existe entre el
ingreso de aire estratosférico hacia la troposfera, característico de un frente de altura, y
la presencia de ciclogénesis. A la luz del comportamiento de los scores en mayor
medida esto ocurre a mediados de otoño, fines del invierno y comienzos de la
primavera, cuando los valores que adoptan los mismos son positivos, si bien las
correlaciones más significativas ocurren durante otoño. Estos resultados están de
acuerdo con aquellos que establecen que la ciclogénesis en la región mencionada es una
característica presente a lo largo del año [e.g. Hoskins & Hodges, 2005] y no solamente
del invierno; no obstante ello, debe tenerse en cuenta que los resultados se presentan
dentro del marco de acoplamientos entre la tropopausa simple y 500 hPa, y no para
niveles estándar en forma independiente.
En ocasiones los sistemas de alta presión que siguen a los frentes fríos son tan
intensos que alcanzan latitudes muy bajas y dan lugar a geadas [Fortune & Kousky,
1983] o friagens [Myers, 1964; Marengo et al., 1997]. En los scores, la alternancia entre
sistemas de baja y alta presión se ve reflejada por los cambios se signo que sufre la serie
temporal tal y como se discutió para la EOF1, si bien es esperable que en términos
climatológicos el promedio de invierno sea negativo. El segundo panel de series
temporales de la Fig. 5.1 b) revela que los loadings parciales para tropopausa y 500 hPa
– 153 –
adoptan en general el mismo signo a lo largo del año, quizá con la excepción de
comienzos del verano y comienzos del invierno.
Hasta ahora la EOF2 es más discriminante en cuanto a fenómenos
meteorológicos relacionados con el acoplamiento tropopausa/500 hPa se refiere, puesto
que sólo con el pasaje de sistemas frontales se puede explicar su comportamiento a lo
largo del año, a diferencia de la EOF1 que, como se verá, incluye efectos de escala
mayor. Se verifica de esta manera que la tropopausa térmica puede utilizarse en el
diagnóstico de los distintos fenómenos atmosféricos, como ya se ha hecho utilizando su
contraparte dinámica [Morgan y Nielsen-Gammon, 1998; Nielsen-Gammon, 2001].
Quizás la EOF3 (Fig. 5.1 c) presenta un comportamiento más interesante que sus
pares anteriores porque las estructuras espaciales de ambas variables difieren en la
vertical. En efecto, en su modo directo la tropopausa se encuentra por debajo de sus
valores medios en la región central del dominio, entre los ≈25º S y ≈45º S, mientras que
500 hPa se encuentra por debajo de sus valores medios en el extremo nororiental, sobre
el sur de Brasil. Por su parte, los scores tienen un ciclo semianual marcado, con algo
menos de 34% de varianza explicada, mientras que la varianza explicada de los
armónicos restantes es despreciable. Los modos directos predominan durante otoño y
primavera, y los modos inversos lo hacen en verano e invierno, pero existe alternancia
de signos a lo largo de todo el año, por lo que de existir relación con algún fenómeno
atmosférico más afín a ciertas épocas del año, habrá que dirigir la atención al
comportamiento dictado por los scores. Se verá enseguida que las estructuras espaciales
de la EOF3 responden en su modo directo a situaciones de bloqueo en la región
analizada.
– 154 –
Lejenäs [1984] presenta la evolución temporal del índice de bloqueos
I (λ ) = h35 S (λ ) − h50 S (λ ) a lo largo del año para distintas longitudes. El índice
mencionado es un estándar en la identificación de situaciones de bloqueo cuando
I (λ ) < 0 . Teniendo en cuenta que un bloqueo cubre un área considerable, el autor
también hace uso de la condición I (λ − 10º ) + I (λ ) + I (λ + 10º ) < 0 con el objetivo de
no incluir situaciones que no ocupen una extensión espacial importante. Los valores de
h utilizados corresponden a la altura geopotencial, en este caso del nivel de 500 hPa,
para la longitud λ especificada. Al efectuar una comparación cualitativa entre su Figura
3 para λ = 60º O y λ = 40º O con los scores aquí mostrados resulta que para los meses
en los que el flujo de 500 hPa se encuentra bloqueado los scores presentan valores
positivos. En otras palabras, cuando el flujo en 500 hPa se encuentra bloqueado para
40º O ≤ λ ≤ 60º O , la EOF3 se encuentra en modo directo, lo cual sugiere relacionarla
con la presencia de bloqueos en la región. El campo real de mejor correlación con la
EOF3 es un collado, y en virtud de que el coeficiente de correlación entre el campo real
y la EOF3 es negativo y significativo, en modo directo la EOF3 efectivamente
representa una situación de bloqueo. Al extender ligeramente las isolíneas sobre la
región enmascarada y hacer uso del índice I (λ ) se tendrá que I (λ ≈ 55º O ) < 0 para 500
hPa en el modo directo de la EOF3. Los scores reflejan entonces que los bloqueos en
500 hPa tienen dos máximos de ocurrencia, uno en otoño y el otro en primavera, en
concordancia con resultados previos [e.g. Canziani et al., 2002]. De acuerdo a la EOF3
en modo directo, cuando existe un bloqueo en 500 hPa sobre el Atlántico la tropopausa
corriente arriba sobre la región central de Argentina se encuentra por debajo de su altura
media. El bloqueo del flujo del oeste fuerza a las partículas a desviarse hacia el sur o
hacia el norte para sortearlo. A manera de ejemplo, esta característica de los bloqueos se
traduce en un desdoblamiento del jet durante invierno en la región del Pacífico Sur
– 155 –
[Bals-Elsholz et al., 2001]. Suponiendo que el anticiclón bloqueante pueda ser
representado por un obstáculo circular fijo inmerso en una corriente uniforme que fluye
hacia el este, la curvatura de las líneas de corriente establecen un eje vaguada (cuña) al
norte (sur) del obstáculo. Asimismo, ambas son difluentes corriente abajo del anticiclón.
Invocando la teoría del desarrollo de Sutcliffe-Petterssen, el término de la difluencia
establece que a medida que una partícula se aleja del bloqueo moviéndose hacia el este
existirá un aumento (disminución) de la vorticidad ciclónica en superficie para la rama
que se desvió hacia el norte (sur). De esta forma, existirá ciclogénesis (anticiclogénesis)
en la región ocupada por la rama norte (sur) corriente abajo del anticiclón bloqueante,
que es precisamente lo observado aquí. Ya se ha mencionado que un descenso de la
tropopausa favorece la inestabilización de la troposfera. La teoría del desarrollo predice
el efecto inverso, en el cual la ciclogénesis da cuenta de un descenso de la tropopausa.
Queda también desmitificado el hecho de que un bloqueo posee sobre la tropopausa un
efecto ascendente en toda su región de influencia, pues al noreste del mismo la
tropopausa ciertamente desciende, con condiciones favorables a la ciclogénesis
[Grandoso & Núñez, 1955].
La EOF3 en modo inverso puede representarse por el campo real mostrado.
Cuando dos anticiclones (uno ubicado sobre la costa sur de Brasil y el otro sobre el
norte de Chile) y dos centros de baja presión (ubicados uno sobre la Patagonia y el otro
al este de Bolivia) conforman el collado del modo inverso de la EOF3 en 500 hPa, la
tropopausa sube sobre el continente en la región central de Argentina. El hecho de
intercambiar las ubicaciones de altas y bajas respecto del modo directo tiene,
naturalmente, el efecto inverso en la tropopausa. En relación a los loadings parciales,
puede notarse que existen épocas del año en las cuales los valores de ambas
– 156 –
correlaciones son de signo opuesto, y aquí las conclusiones extraídas no pueden
aplicarse. Particularmente para aquellas épocas del año en las que la EOF3 se encuentra
en modo directo, i.e. bloqueos de 500 hPa sobre el Atlántico, dichas correlaciones
afortunadamente
tienen
el
mismo
signo
donde
ambas
son
significativas
simultáneamente, a fines del otoño y comienzos y fines de la primavera. Asimismo, los
loadings parciales para tropopausa presentan un ciclo semianual bien marcado. Sin
embargo, los loadings parciales para 500 hPa parecen estar dominados por una onda de
mayor frecuencia. No se continuará con este tipo de análisis debido a que se encuentra
fuera del objetivo de la presente tesis. En definitiva, la EOF3 responde a la presencia de
un collado en 500 hPa, y la posición de la tropopausa dependerá de la distribución de las
altas y las bajas que conforman este collado.
Es posible seguir con el análisis de las EOFs de orden superior, pero dado que la
varianza explicada por ellas, i.e. los autovalores de la matriz de correlación, no
satisfacen la regla de North et al. [1982] [ver también Quadrelli et al., 2005] no se
avanzará con ellas y se pasará directamente al análisis del acoplamiento entre la
tropopausa simple y 100 hPa.
5.2
Tropopausa simple y 100 hPa
La serie de figuras incluidas en la Figura 5.2 muestra las tres primeras EOFs y
sus scores asociados. A su vez, la Tabla 5.2 presenta las varianzas explicadas para cada
una de las estructuras espaciales mencionadas.
– 157 –
EOF
1
2
3
Varianza (%)
25.12
10.25
6.31
Varianza Acumulada (%)
25.12
35.37
41.68
Tabla 5.2 – Ídem a la Tabla 5.1, pero para el acoplamiento de tropopausa simple y 100
hPa.
– 158 –
Figura 5.2 – Estructuras espaciales y evoluciones temporales asociadas al acoplamiento
de alturas normalizadas de tropopausa simple y 100 hPa. Cada grupo de estructuras
espaciales muestra la EOF (arriba) y el campo real mejor correlacionado con ella
(abajo). Tropopausa (100 hPa) corresponde al panel ubicado a la izquierda (derecha). El
orden es (a) EOF1; (b) EOF2; (c) EOF3. Las líneas sólidas (punteadas) representan
valores positivos (negativos), mientras que la línea sólida más gruesa denota el cero. El
panel superior de evoluciones temporales muestra los scores (negro) y los loadings
(gris) asociados a cada EOF. La mejor correlación corresponde a (a) r = 0.74 ; (b)
r = 0.86 ; y (c) r = 0.68 . El panel inferior de evoluciones temporales muestra los
loadings parciales para tropopausa (negro) y 100 hPa (gris). Las líneas punteadas
horizontales representan los valores r = ±0.3 . Ver texto para mayores detalles.
– 159 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.2 a) – continuación
– 160 –
.%0327
+
Figura 5.2 b)
– 161 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.2 b) – continuación
– 162 –
.%0327
+
Figura 5.2 c)
– 163 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.2 c) – continuación
– 164 –
.%0327
+
Para la EOF1 (Fig. 5.2 a) las estructuras espaciales muestran que las anomalías
de altura de tropopausa y 100 hPa se encuentran en fase prácticamente en todo el
dominio, con un mínimo en la región central, aproximadamente sobre la provincia de
Buenos Aires y Uruguay. El primer panel de series temporales evidencia que los scores
se encuentran fuertemente dominados por una onda semianual que explica más del 80%
de la varianza total de la serie. Esto denota un fuerte acoplamiento semianual entre
ambas variables, el cual puede en parte deberse a que la superficie de ambas variables es
prácticamente coincidente en el extremo norte del dominio, aunque en la mayor parte de
la región analizada la superficie de 100 hPa se encuentra por encima de la tropopausa
simple. Existe, como enseguida se verá, un fenómeno de grandes escalas que podría
relacionarse directamente con el comportamiento descripto. La varianza explicada por
la EOF1 es de 28.12% y puesto que es la más representativa puede establecerse que la
tropopausa simple está mejor correlacionada con la baja estratosfera que con la
troposfera media (500 hPa). Los scores presentan máximos a fines del otoño/comienzos
del invierno y a fines de la primavera, mientras que los mínimos se alcanzan a fines del
verano/comienzos del otoño y fines del invierno, encontrándose en contrafase con la
serie temporal de scores para el acoplamiento de la tropopausa con 500 hPa (Fig. 5.1 a).
Como las estructuras espaciales también son opuestas la tropopausa simple, 500 y 100
hPa se comportan de manera solidaria para el campo espacial más representativo.
Poco se ha hablado hasta el momento de la interacción estratosfera-troposfera, si
bien un descenso de la tropopausa está sinópticamente asociado a calentamientos en la
estratosfera. Al observar cuidadosamente las Figuras 5.1 a) y 5.2 a) puede suponerse
que existe subsidencia en todos los niveles ubicados por debajo de 100 hPa y por
encima de 500 hPa aproximadamente durante los solsticios, por lo que las EOF1
– 165 –
mostradas en dichas figuras deben estar íntimamente ligadas a algún evento que
influencie tanto la baja estratosfera como la troposfera media. Si bien en ambos casos la
marcada presencia del armónico correspondiente a la onda semianual es altamente
sugestiva, hasta aquí no hay evidencia suficiente para aventurar algún tipo de
conclusión puesto que la metodología utilizada ha removido los ciclos de más baja
frecuencia (i.e. valores medios y onda anual) de las series temporales, por lo que es
natural la aparición de ciclos de frecuencia mayor dominando a las series temporales.
La Figura 5.3 muestra la climatología mensual de la componente media zonal
del viento en la región ecuatorial, de 1000 a 0.1 hPa. Puede observarse en ella que la
dirección del viento se revierte dos veces durante el año, con máxima señal entre los 5 y
1 hPa, en la alta estratósfera, pero también se presenta una señal (bastante más débil)
entre 150 y 70 hPa. En la alta estratósfera, el viento medio sopla hacia el oeste durante
verano e invierno (Hemisferio Sur, HS) aunque es más intenso en la primera de las
estaciones, y revierte su dirección (sopla hacia el este) durante los equinoccios,
manifestando de esta forma su carácter semianual. La climatología de la Figura 5.3
también revela que para el período 1979-2001 el fenómeno se ha intensificado respecto
de la misma climatología para el período 1958-1978. Estos ciclos de la atmósfera media
son bien conocidos, casi por obviedad son denominados oscilación semianual
(semiannual oscillation, SAO), y no son característica única ni de latitudes ecuatoriales
ni de la atmósfera media [e.g. Kochanski, 1972; Meehl, 1991]. No es el objetivo del
presente trabajo hacer una revisión de la SAO, y el lector interesado en mayores detalles
deberá referirse, por ejemplo, a Delisi y Dunkerton [1988] y referencias allí incluidas, o
a Hamilton [1986] y referencias allí incluidas.
– 166 –
Figura 5.3 – Ciclo anual del viento medio zonal para la región ecuatorial. El panel
superior (inferior) muestra la climatología para el período 1958-1978 (1979-2001). La
imagen corresponde a la Figura G1 del ERA-40 Atlas [Kållberg et al., 2005].
– 167 –
Las temperaturas troposféricas también presentan una oscilación semianual muy
marcada. En efecto, en la marcha anual de la diferencia T500 (50º S) − T500 (65º S) el
segundo armónico explica ≈60% de la varianza total de la serie [Meehl, 1991]. Además,
T500 (50º S) > T500 (65º S) aproximadamente durante los equinoccios, y lo opuesto ocurre
aproximadamente durante los solsticios. En términos de viento térmico, para alguna
región situada entre las latitudes mencionadas u 500 > 0 durante los equinoccios, y
u 500 < 0 durante los solsticios. De esta forma, u 500 se encuentra en fase con la SAO
estratosférica mostrada en la Fig. 5.3. Asimismo, la evolución temporal de scores de la
Fig. 5.1 a) se encuentra en fase con la marcha anual de T500 (50º S) − T500 (65º S)
mencionada.
Usando el sistema cuasigeostrófico puede demostrarse [e.g. Houghton, 2002;
Vallis, 2006] que para que exista propagación vertical de ondas de Rossby debe
(
)
satisfacerse la condición 0 < u < β k x2 + k y2 , siendo k =k x xˆ + k y yˆ + k z zˆ el vector
número de onda, por lo cual u debe soplar hacia el este, y no muy intensamente, para
que exista propagación vertical. Dentro del marco descripto por T500 (50º S) − T500 (65º S)
la propagación vertical en 500 hPa sólo es posible durante los equinoccios, aunque
puede ser factible que la regla se viole en algunos casos [Charney & Drazin, 1961] de la
misma manera que la mecánica cuántica permite que una partícula atraviese una barrera
de potencial [e.g. Ballentine, 1998]. No obstante ello, en la situación más general para
latitudes medias y altas, es aproximadamente durante los equinoccios que la energía es
transmitida hacia la baja estratósfera, por la primera ley de la termodinámica dando
lugar a calentamientos simplemente debido a un exceso de energía. Se pone así en
evidencia una interacción troposfera-estratósfera de carácter directo o inverso,
– 168 –
dependiendo de la época del año considerada. Durante los equinoccios, la propagación
vertical de ondas de Rossby generadas en la troposfera “arrastra” a todos los niveles
considerados hacia arriba. Para una onda de Rossby en propagación vertical la
capacidad de efectuar trabajo es proporcional a u [Vallis, 2006], que usualmente es
máximo en el nivel de la tropopausa, de manera que las ondas pierden energía en el
proceso y sólo las más energéticas son capaces de llegar a la estratósfera. Algunas
señales de perturbaciones sinópticas pueden encontrarse en niveles de la baja
estratosfera tan altos como 50 hPa [Canziani & Legnani, 2003]. A la vez que la
propagación vertical atraviesa la tropopausa existe un paulatino calentamiento de la baja
estratósfera como producto de la acumulación de energía transferida por las ondas. Esta
acumulación de energía llega a su punto máximo a comienzos de los solsticios y
entonces el calentamiento de la baja estratosfera se traduce en descensos de los niveles
de la alta troposfera/baja estratósfera (upper troposphere/lower stratosphere, UT/LS) y
de la troposfera media, tal y como lo muestran todas las estructuras espaciales de EOF1
vistas hasta el momento. Ya ha sido mencionado el factor desestabilizador que
introduce en la troposfera un descenso de la tropopausa, de manera que a la larga la
propagación vertical de ondas de Rossby tiene por efecto desestabilizar a la troposfera.
La relación entre la topografía y la generación de ondas planetarias es bien conocida
[Grose & Hoskins, 1979; Revell & Hoskins, 1984; Egger, 1998] y dado que la única
fuente de ondas de Rossby se encuentra en la troposfera, no es casual que bajo las
condiciones propicias para propagación vertical las máximas anomalías tengan lugar
corriente abajo de los Andes. Este fenómeno, que no es sólo local, es bien conocido y se
denomina lee cyclogenesis [Newton, 1956; Bleck, 1977; Uccellini, 1980; Mattocks y
Bleck, 1986; Aebischer & Schär, 1998; Hoskins & Hodges, 2005]. Estas mismas
regiones son altamente ciclogenéticas cuando la propagación vertical se encuentra
– 169 –
inhibida, verano e invierno primordialmente de acuerdo a los resultados mostrados aquí,
en concordancia con otros resultados conocidos [e.g., Hoskins & Hodges, 2005]. Es
importante recalcar que si bien todos los procesos descriptos son dinámicamente
consistentes, los argumentos presentados son puramente especulativos. Suponiéndolos
correctos, la UT/LS no respondería ni instantánea ni localmente a los calentamientos de
la baja estratósfera. Muy por el contrario, habría cierta demora (aproximadamente un
cuarto de año en este caso) en la respuesta, y la región influenciada abarcaría un área
mucho mayor, lo cual está de acuerdo con estudios que indican que la influencia de la
estratósfera en la troposfera es de carácter no local y fundamentalmente de grandes
escalas [e.g. Baldwin & Dunkerton, 2001; Shepherd, 2002; Charlton et al., 2005;
Thompson et al., 2005]. Puesto que es sabido que el sistema posee cierta inercia, la
explicación es aceptable en la medida que se considere que T500 (50º S) − T500 (65º S) está
basado en promedios zonales para el hemisferio. La principal crítica que puede hacerse
es que de acuerdo a las estructuras espaciales mostradas en las Figuras 5.1 a) y 5.1 b)
las latitudes de máxima actividad, i.e. los máximos valores absolutos de anomalías, se
encuentran fuera del rango de latitudes comprendido entre 50ºS y 65ºS. Sin embargo,
existen trabajos [e.g. Canziani & Legnani, 2003] que indican que el criterio del flujo
zonal medio no siempre es correcto para localizar las regiones con condiciones
favorables a la propagación vertical, sino que también son importantes las anomalías
que las ondas de escala planetaria generan localmente en él. De esta manera, aunque
especulativa, la propagación vertical de ondas planetarias parece ser una explicación
plausible al comportamiento observado en la EOF1 en vista de que el criterio para tal
comportamiento es más amplio que el que se restringe al análisis del flujo zonal medio
en el rango de latitudes 50ºS-65ºS. La interacción entre las perturbaciones y el flujo
básico es materia de estudio del intercambio de energía entre distintas escalas de la
– 170 –
atmósfera y se encuentra fuera del objetivo de la presente tesis. En cuanto a los loadings
parciales, los mismos revelan que las mayores persistencias de correlaciones
significativas tienen lugar bien entrada cada una de las estaciones del año,
presumiblemente cuando el régimen de circulación se ha tornado estacionario.
Asimismo, ambas correlaciones se encuentran en fase prácticamente durante todo el
año, salvo algunas excepciones (comienzos del invierno por ejemplo).
La segunda estructura más representativa para el acoplamiento entre la
tropopausa simple y 100 hPa (Fig. 5.2 b) explica algo más del 10% de la varianza total,
un porcentaje muy similar al representado por la EOF2 de la Fig. 5.1 b), la cual está
asociada al pasaje de frentes. Al igual que en aquel caso, la serie temporal de scores está
dominada por el segundo armónico y la evolución temporal es muy similar, si bien la
varianza explicada aquí por la onda semianual asciende a 44%, casi el doble del
representado para los scores en aquel caso, lo cual nuevamente podría deberse a que la
tropopausa simple se encuentra muy cercana a 100 hPa en algunas porciones del
dominio. No obstante ello, nuevamente puede concluirse que la tropopausa simple se
encuentra más correlacionada con la baja estratosfera que con la troposfera [Seidel &
Randel, 2006]. Ya que las estructuras espaciales y temporales se corresponden con las
de la Fig. 5.1 b), su comportamiento también estaría asociado al pasaje de frentes. En
relación a los loadings parciales de la Figura 5.2 b) puede verse que en general ambas
correlaciones se encuentran en fase.
Al igual que con 500 hPa, se verá enseguida que la EOF3 se encuentra asociada
a situaciones de bloqueo. En primera medida es necesario establecer bajo qué
condiciones se está en presencia de un flujo bloqueado en 100 hPa. La Figura D30 de
– 171 –
Kållberg et al. [2005] indica que existe un núcleo frío alrededor de los 100 hPa sobre la
zona ecuatorial, y que la temperatura de este nivel aumenta hacia los polos. Invocando
la relación inversa que existe entre altura y temperatura, la altura de la superficie de 100
hPa disminuirá hacia los polos. De esta manera, cuando para una longitud determinada
las anomalías de altura de 100 hPa son positivas en una cierta latitud y negativas para
una latitud menor, se estará en presencia de una inversión del patrón medio. En el marco
de las estructuras espaciales obtenidas, dicha inversión no puede ser denominada
bloqueo a menos que exista cierta persistencia de valores negativos de los scores de la
EOF3, el cual es efectivamente el caso aquí. La estructura espacial para la EOF3 (Fig.
5.2 c) representa algo más del 6% de la varianza espacial total, mientras que los
armónicos segundo y cuarto explican en conjunto el 28% de la varianza para la serie
temporal de los scores, con aproximadamente dos terceras partes de ese porcentaje
representado por la oscilación trimestral, i.e. estacional. Las estructuras espaciales de la
EOF3 se encuentran en contrafase respecto de su contraparte de la Fig. 5.1 c) y con una
disposición más zonal para 100 hPa. En vista de que las series temporales de scores
también están en contrafase, a las estructuras aquí discutidas les cabe la misma
interpretación, y responden mayormente durante los equinoccios a un flujo bloqueado
en latitudes medias, con la tropopausa simple, 500 y 100 hPa por encima de sus valores
medios en el sur del dominio, con una explicación a ello similar a la expuesta para los
campos de la Fig. 5.1 c). Alternativamente, puede compararse la serie temporal de los
scores aquí presentada con la Figura 3 de Lejenäs [1984] para verificar que
cualitativamente en los meses en los que existe mayor cantidad de bloqueos en 500 hPa
sobre el Atlántico Sur las estructuras aquí mostradas se presentan en modo inverso. Los
loadings parciales para tropopausa y 500 hPa indican que ambos campos se encuentran
mayormente en fase a lo largo del año, con excepción de principios del otoño, mediados
– 172 –
del invierno, y comienzos de la primavera. Sin embargo, el resultado más importante es
que ambas correlaciones se encuentran en fase y son significativas a mediados de los
equinoccios, cuando las situaciones de bloqueo son más frecuentes.
El método aplicado permite obtener distintos campos de circulación y sus
evoluciones temporales, las primeras independientes entre sí en el dominio espacio, y
las segundas en el dominio temporal. Matemáticamente, cada estructura espacial se
corresponde con un autovector de la matriz de correlación, y es natural entonces que
algunas de ellas no representen algún proceso físicamente posible, sobre todo las de
orden superior. Es decir, ellas son a priori matemáticamente posibles, pero no
físicamente posibles. No es casual, sin embargo, que todos los mapas presentados hasta
el momento hayan podido identificarse con ciertos procesos físicos más o menos
recurrentes para nuestras latitudes. Justamente las primeras EOFs son las que
representan la mayor varianza o, dicho en otras palabras, están asociadas a fenómenos
que explican los mayores porcentajes de variabilidad dentro del amplio rango de
fenómenos atmosféricos que pueden darse en nuestra región. Si eventualmente existe
algún campo real asociado con fenómenos menos frecuentes, el mismo tendría que estar
bien correlacionado con aquellas EOFs de orden superior no tratadas aquí. Un
importante resultado para destacar es que las tres primeras EOFs describen procesos
similares para el acoplamiento de tropopausa simple con 500 hPa y con 100 hPa. En
otras palabras, la señal que existe para el comportamiento conjunto de la tropopausa
simple y la troposfera media también se encuentra presente para la relación entre la
tropopausa simple y la baja estratósfera, por lo que es natural inferir que existe una
propagación de la señal de los fenómenos más significativos entre la troposfera media y
la UT/LS.
– 173 –
Ya se ha postulado que, en general, un descenso importante de la tropopausa
simple estará asociado con rompimientos de la misma, presentándose una tropopausa
inferior y una superior. De esta manera, al estudiar el acoplamiento de eventos de
tropopausas múltiples a través de sus tropopausas inferior y superior con 500 y 100 hPa,
deberían encontrarse pocas diferencias respecto de los resultados presentados para
tropopausa simple en el primer caso, y aproximadamente el comportamiento inverso
para el segundo. En lo que sigue, estableceremos si efectivamente esto es así.
5.3
Tropopausa inferior y 500 hPa
La Tabla 5.3 muestra las varianzas explicadas para las tres primeras EOFs
incluidas en la Figura 5.4, asociadas al acoplamiento de la tropopause inferior y 500
hPa. Las estructuras espaciales mostradas en esta última figura representan
aproximadamente la cuarta parte de la varianza total en el dominio espacial.
EOF
1
2
3
Varianza (%)
11.10
8.63
5.49
Varianza Acumulada (%)
11.10
19.73
25.22
Tabla 5.3 – Ídem a la Tabla 5.1, pero para el acoplamiento de tropopausa inferior y 500
hPa.
– 174 –
Figura 5.4 – Estructuras espaciales y evoluciones temporales asociadas al acoplamiento
de alturas normalizadas de tropopausa inferior y 500 hPa. Cada grupo de estructuras
espaciales muestra la EOF (arriba) y el campo real mejor correlacionado con ella
(abajo). Tropopausa (500 hPa) corresponde al panel ubicado a la izquierda (derecha). El
orden es (a) EOF1; (b) EOF2; (c) EOF3. Las líneas sólidas (punteadas) representan
valores positivos (negativos), mientras que la línea sólida más gruesa denota el cero. El
panel superior de evoluciones temporales muestra los scores (negro) y los loadings
(gris) asociados a cada EOF. La mejor correlación corresponde a (a) r = −0.73 ; (b)
r = 0.71 ; y (c) r = −0.66 . El panel inferior de evoluciones temporales muestra los
loadings parciales para tropopausa (negro) y 500 hPa (gris). Las líneas punteadas
horizontales representan los valores r = ±0.3 . Ver texto para mayores detalles.
– 175 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.4 a) – continuación
– 176 –
.%0327
+
Figura 5.4 b)
– 177 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.4 b) – continuación
– 178 –
.%0327
+
Figura 5.4 c)
– 179 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.4 c) – continuación
– 180 –
.%0327
+
La Figura 5.4 a) muestra la EOF1 asociada al acoplamiento de la tropopausa
inferior con 500 hPa, como así también sus scores. Ambas estructuras espaciales
combinadas explican algo más del 11% de la varianza espacial total, y presentan una
disposición similar a las mostradas en la Fig. 5.1 a) en el sentido de que se encuentran
en fase simultáneamente, estando en modo directo (inverso) mayormente durante los
equinoccios (solsticios). A su vez, la serie temporal de los scores está fuertemente
dominada por una onda semianual que representa algo más del 44% de la varianza total
de la serie, y está completamente en fase con la presentada en la Fig. 5.4 a). De esta
forma, las evoluciones temporales de la EOF1 en las estructuras de las Figuras 5.1 a) y
5.4 a) estarían asociadas a los mismos procesos físicos, de manera que no es necesario
reiterarlos y sólo se mencionará que con respecto a la tropopausa simple, la estructura
de anomalías de altura de la tropopausa inferior es más chata, es decir, sus desviaciones
respecto de los valores medios son mucho menores. Esta característica peculiar podría
explicarse como sigue. Dado que un rompimiento de la tropopausa se encuentra
asociado a la presencia de un jet que se posiciona entre las tropopausas inferior y
superior, y que para un jet el valor de u es considerable, la propagación vertical de
ondas de Rossby estará parcialmente inhibida. Nuevamente es necesario efectuar una
aclaración en cuanto a la relación entre el valor de u y la posibilidad de propagación
vertical ya que, si bien la teoría establece que basta con conocer u , también es
importante el valor del viento zonal de las perturbaciones, como así también la cortante
vertical [Canziani & Legnani, 2003] la cual no es tenida en cuenta en el presente
trabajo. Dicho esto, utilizando sólo el criterio de u podrá existir propagación vertical de
ondas de Rossby en el nivel de 500 hPa, pero no en el entorno de la tropopausa inferior,
por sobre la cual se ubica el jet asociado al frente en altura. Podría argumentarse que si
la inhibición en la propagación vertical es satisfactoria para explicar las observaciones
– 181 –
de la tropopausa inferior en la EOF1, el mismo fenómeno fallaría en explicar los
campos de tropopausa simple para la misma EOF (Fig. 5.1 a). Sin embargo, en
presencia de tropopausas simples el jet es menos intenso, de manera que la propagación
vertical sí sería posible, y de esta forma la explicación sigue siendo consistente. El
panorama hasta el momento es el siguiente: bajo las suposiciones efectuadas, la
propagación vertical de ondas planetarias es posible durante eventos de tropopausa
simple, pero no durante rompimientos de la tropopausa. Al menos eso es lo que revelan
los resultados presentados hasta aquí. El segundo panel de series temporales muestra
que los loadings parciales se encuentran en general en fase.
El siguiente campo de circulación más representativo (Fig. 5.4 b) está asociado
con una varianza explicada de casi el 9%. Los primeros armónicos, a excepción del
primero que ha sido removido, explican los mayores porcentajes dentro de la varianza
total de la serie temporal de scores, siendo la onda semianual la más importante de
todas, aunque con un porcentaje exiguo (≈13%). Las estructuras espaciales son muy
similares a las mostradas en la Fig. 5.1 b), la cual se asoció al ingreso de frentes fríos
desde el sudeste. Aquí, los signos de los scores se alternan entre positivos y negativos a
lo largo de todo el año aunque la persistencia de valores negativos de los mismos es
mayor en los meses de invierno, indicando que desde el punto de vista de la tropopausa
inferior los ingresos de frentes fríos (desde el sudeste) tienen cierta preferencia de
ocurrencia en la mencionada estación, en acuerdo con lo encontrado para la tropopausa
simple (Fig. 5.1 b). Además, a diferencia de la Fig. 5.1 b) la línea frontal en 500 hPa se
encuentra adelantada respecto del frente en altura. Como se verá, este comportamiento
no es característico de la EOF2 actual, sino de todas las EOF2 que restan analizar. A
este respecto, la Figura 5.5 a) ejemplifica muy bien la situación discutida aquí. En
– 182 –
efecto, dentro del marco de un rompimiento de la tropopausa térmica provocado por la
presencia de un jet de capas altas, tanto por encima como por debajo del jet la zona
frontal se encuentra adelantada, ubicándose el jet en la concavidad. De esta manera, los
resultados están en perfecto acuerdo con el modelo conceptual. En términos de la
tropopausa dinámica (Fig. 5.5 b) ocurre, desde luego, algo similar, pues el análogo del
rompimiento es un pliegue de la superficie isertélica, la cual adopta cualitativamente la
misma posición que la esbozada por la Fig. 5.5 a). Para el HN, la trayectoria que sigue
el aire estratosférico es descendente y hacia latitudes bajas, y el mismo comportamiento
puede esperarse en el HS, en concordancia con los resultados mostrados en la Fig. 5.4
b). En relación a los loadings parciales puede observarse ambas series se encuentran en
fase. Asimismo, las correlaciones para 500 hPa son en general mayores en valor
absoluto, algo que podría relacionarse con una mayor variabilidad de la tropopausa
inferior.
– 183 –
Figura 5.5 – a) Corte vertical de la troposfera y la baja estratósfera mostrando la
disposición que adopta una zona frontal con la altura. La línea gruesa marca los límites
de la zona frontal. Nótese la presencia de un jet ubicado entre las tropopausas inferior y
superior, y que en el nivel de la tropopausa el frente se encuentra atrasado respecto de
500 y de 100 hPa [Figura obtenida de Berggren, 1952]; b) Corte vertical, para una
longitud arbitraria, mostrando la disposición de la tropopausa dinámica con la latitud.
Puede notarse que el jet de capas altas también se ubica en la concavidad formada por el
pliegue, y consecuentemente la zona frontal también se encuentra adelantada tanto por
encima como por debajo de dicha concavidad (Ja = Jet Ártico; Jp = Jet Polar; Js = Jet
subtropical) [Figura obtenida de Shapiro et al., 1987].
– 184 –
Figura 5.5 (continuación)
– 185 –
Haciendo uso del mismo índice de bloqueos mencionado al analizar la Fig. 5.1
c) aquí se tiene que el campo de circulación de 500 hPa asociado a la EOF3 (Fig. 5.4 c)
también se encuentra bloqueado, y por ejemplo I (λ ≈ 60º O ) < 0 . Para λ = 60º O
Lejenäs [1984] muestra que sólo en los primeros meses de verano no hay indicios de
bloqueos, mientras que el máximo absoluto ocurre a fines del verano/comienzos del
otoño, máximo que también puede discernirse en la serie temporal de scores. La región
de máximas anomalías de tropopausa de la EOF3 se encuentra desplazada hacia el sur
unos 5 grados respecto de la de 500 hPa. Asimismo, el campo real mejor correlacionado
con la EOF3 presenta en 500 hPa dos centros de baja presión y dos centros de alta
presión intercalados en una disposición similar a la de un collado. Un análisis de los
scores revela que los bloqueos no tienen una época preferencial de ocurrencia en vista
de que la evolución temporal presenta una vacilación en el signo, si bien las
correlaciones positivas (negativas) más significativas tienen lugar durante el verano
(otoño), indicando que la probabilidad de bloqueos es máxima (mínima) en otoño
(verano) en concordancia con los resultados de Lejenäs [1984]. El signo de los loadings
parciales también presenta un comportamiento vacilante, y ambas series se encuentran
en fase prácticamente a lo largo de todo el año.
5.4
Tropopausa inferior y 100 hPa
En la Tabla 5.4 se presentan las varianzas explicadas por cada una de las
estructuras espaciales mostradas en la Figura 5.6, asociadas al acoplamiento de
tropopausa inferior con 100 hPa. El porcentaje de varianza explicada por el conjunto es
algo mayor que un tercio de la varianza espacial total, denotando que la tropopausa
– 186 –
inferior se encuentra mejor correlacionada con la baja estratósfera que con la troposfera
media.
EOF
1
2
3
Varianza (%)
25.52
5.96
4.38
Varianza Acumulada (%)
25.52
31.48
35.86
Tabla 5.4 – Ídem a la Tabla 5.1, pero para el acoplamiento de tropopausa inferior y 100
hPa.
– 187 –
Figura 5.6 – Estructuras espaciales y evoluciones temporales asociadas al acoplamiento
de alturas normalizadas de tropopausa inferior y 100 hPa. Cada grupo de estructuras
espaciales muestra la EOF (arriba) y el campo real mejor correlacionado con ella
(abajo). Tropopausa (100 hPa) corresponde al panel ubicado a la izquierda (derecha). El
orden es (a) EOF1; (b) EOF2; (c) EOF3. Las líneas sólidas (punteadas) representan
valores positivos (negativos), mientras que la línea sólida más gruesa denota el cero. El
panel superior de evoluciones temporales muestra los scores (negro) y los loadings
(gris) asociados a cada EOF. La mejor correlación corresponde a (a) r = −0.81 ; (b)
r = −0.71 ; y (c) r = −0.67 . El panel inferior de evoluciones temporales muestra los
loadings parciales para tropopausa (negro) y 100 hPa (gris). Las líneas punteadas
horizontales representan los valores r = ±0.3 . Ver texto para mayores detalles.
– 188 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.6 a) - continuación
– 189 –
.%0327
+
Figura 5.6 b)
– 190 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.6 b) – continuación
– 191 –
.%0327
+
Figura 5.6 c)
– 192 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.6 c) – continuación
– 193 –
.%0327
+
La EOF1 (Fig. 5.6 a) representa más de la cuarta parte de la varianza espacial
total, presentando un campo muy chato para tropopausa, mientras que para 100 hPa
existe en el centro del dominio un núcleo máximo de anomalías, positivas durante los
equinoccios y negativas durante los solsticios, con una marcada onda semianual (más
del 80% de la varianza temporal total de los scores asociados). De nuevo, el hecho de
que este núcleo se disponga al este de los Andes no es esporádico pero, como se verá
enseguida, en esta instancia no se puede invocar la propagación vertical de ondas de
Rossby troposféricas para explicar los resultados obtenidos.
Al igual que con las EOF1 previamente analizadas, la presente estructura
espacial se encuentra fuertemente dominada por un ciclo semianual, y nuevamente se
verifica que la tropopausa (inferior en este caso) está mejor correlacionada con la baja
estratósfera que con la troposfera media. Es importante mencionar que la tropopausa
analizada aquí se ubica por debajo de los 100 hPa en todo el dominio, de manera que en
este caso la relación mencionada no se ve influenciada por la superposición de ambas
superficies en ciertas regiones, como eventualmente podría ocurrir con la tropopausa
simple.
Hasta el momento, todas las series temporales de scores asociadas con las EOF1
se encuentran en fase, con una onda semianual más o menos marcada, y el único
ingrediente que se necesita para explicar satisfactoriamente la estructura de 100 hPa
mostrada aquí es un campo de vientos que presente en este nivel una reversión en el
signo de u dos veces al año, es decir, una disposición similar a la mostrada, por
ejemplo, en la Figura 5.3 para 1 hPa. Sin embargo, aún cuando estos campos se
encuentren disponibles la presencia de un jet intenso ligado a la actividad frontal en
– 194 –
UT/LS (recordemos que la tropopausa tratada aquí es una de las que tienen lugar en un
rompimiento) inhibe la propagación vertical de ondas generadas en la troposfera, y es
por ello que el campo de anomalías en la tropopausa inferior es chato. Entonces, si la
propagación vertical desde la troposfera se encuentra inhibida por debajo de 100 hPa
(esto es, por encima de la tropopausa inferior), no existe forma de que sean ondas de
Rossby generadas en la troposfera las que provocan un ascenso de la superficie de 100
hPa por delante del frente en UT/LS. Sin embargo, aún podría tratarse de propagación
vertical de ondas de Rossby, pero no de las generadas por calor diabático o por la
topografía en la troposfera, sino generadas por inestabilidades baroclínicas en la zona de
influencia del jet en la región de UT/LS. En otras palabras, el mismo jet que inhibe la
propagación vertical de ondas desde la troposfera generaría inestabilidades que permiten
la creación de nuevas ondas por encima de él a expensas tanto de la energía consumida
en la reflexión de las primeras como del flujo básico, con propagación vertical hacia la
baja estratósfera. Por otro lado, durante un rompimiento existe una importante entrada
de aire estratosférico hacia la troposfera, y en las cercanías del jet asociado los
fenómenos son eminentemente turbulentos. Se ponen aquí de manifiesto los
intercambios de energía entre distintas escalas de la atmósfera en su máximo esplendor,
incluyendo a la sinóptica (el jet y la zona frontal en UT/LS), a la planetaria de las ondas
de Rossby troposféricas, y a los transportes turbulentos de calor a través del jet, que
profundizan el sistema en altura [Gidel & Shapiro, 1979; ver también Apéndice A],
aunque también puede existir un intercambio troposfera→estratósfera de carácter no
turbulento en ciertos casos [Danielsen et al., 1991]. En relación a los loadings parciales
mostrados en el segundo panel de series temporales ambas estructuras espaciales se
encuentran mayormente en fase cuando ambos los coeficientes de correlación son
significativos.
– 195 –
Con respecto a la EOF2 (Fig. 5.6 b), el nivel de 100 hPa se encuentra dividido
por una línea prácticamente zonal en dos sectores de anomalías de signo opuesto,
mientras que para la tropopausa inferior sucede algo similar, pero la línea divisoria se
encuentra desplazada hacia mayores latitudes y dispuesta no tan zonalmente. La
ubicación de las anomalías respecto de la línea divisoria es similar, con las positivas
(negativas) ubicadas al norte (sur) de ella en el modo directo. Los tres armónicos que le
siguen a la onda semianual son importantes para la evolución temporal de los scores, y
entre ellos la máxima varianza explicada la tiene la onda trimestral. En modo inverso, la
estructura espacial parecería indicar que se trata del avance de un frente, esta vez con
dirección prácticamente meridional. De acuerdo a lo mencionado anteriormente, los
frentes que avanzan hacia el norte son los responsables de generar friagens, y son más
frecuentes de observar durante los meses de invierno [Marengo et al., 1997]. A juzgar
por su evolución temporal parecería que la situación descripta es característica de todo
el año, aunque más frecuente durante comienzos del otoño, fines del otoño/comienzos
de invierno, comienzos de primavera y comienzos de verano (todas estas situaciones se
corresponden con una persistencia de valores positivos de los scores, mientras que la
existencia de cuatro máximos está de acuerdo con la presencia de una onda trimestral).
Por el contrario, las mayores persistencias de valores negativos de los scores ocurren a
fines del verano, fines del otoño, mediados y fines del invierno, y mediados de la
primavera. Sin embargo, las máximas correlaciones (negativas) ocurren durante el
invierno y, de hecho, los campos reales mostrados en la Fig. 5.6 b) corresponden a esta
época del año. Esto es un indicio que legitima la conclusión de que la EOF2 se asocia
con el avance de un frente desde el sur, pues el peso (dado por los scores) que tiene el
campo de anomalías positivas tanto para 100 hPa como para tropopausa por detrás del
frente –una característica de la subsidencia de los anticiclones que suceden a los
– 196 –
frentes– dentro del año climático es máximo durante el invierno, precisamente cuando
los frentes fríos son más intensos. Adicionalmente, otro de los indicios está relacionado
con el adelantamiento de la zona frontal (aquí asociada a anomalías nulas) en 100 hPa
respecto de tropopausa. Este adelantamiento ya fue discutido y es una característica de
la actividad frontal en la UT/LS (cf. Fig. 5.5). Sin embargo, podría argumentarse que
dicho adelantamiento es particularmente exagerado para los campos de la EOF2. La
posible explicación para ello es que las anomalías nulas quizás no sean un buen
referente de la línea frontal, si bien la mencionada separación es más acotada para los
campos reales. Los loadings parciales presentados en el segundo panel de series
temporales revelan que los campos de tropopausa y 100 hPa se encuentran mayormente
en fase a lo largo del año, y que en general el campo de 100 hPa se encuentra mejor
representado por el correspondiente de la EOF2 que lo que lo está la tropopausa,
particularmente durante el invierno.
Nuevamente, una interpretación plausible para lo observado en la EOF3 (Fig.
5.6 c) puede ser la misma utilizada en los casos anteriores. En efecto, si se hace
I 100 (λ ) = h35 S (λ ) − h50 S (λ ) se verifica que I 100 (λ ≈ 60º O ) < 0 por lo que el flujo en 100
hPa se encuentra bloqueado para latitudes altas. Los scores revelan que la mayor
persistencia del modo directo de la EOF3 tiene lugar a mediados de otoño y de
primavera, en coincidencia con la presencia de bloqueos en la región, pero también que
el fenómeno tiene lugar prácticamente durante todo el año, con excepción de comienzos
del verano. El descenso de la superficie de 100 hPa en el modo directo conlleva
consecuencias dramáticas en latitudes medias, donde la tropopausa (inferior) también
desciende, permitiendo el ingreso de vorticidad ciclónica a la troposfera superior a
través del rompimiento de la tropopausa. Como ya fue mencionado, la presencia de un
– 197 –
bloqueo favorece la ciclogénesis al norte del mismo, de manera que nuevamente se
verifica la relación entre la ciclogénesis y los rompimientos de la tropopausa (térmica).
A su vez, la entrada de aire estratosférico favorecería un incremento en las
concentraciones de ozono en la troposfera [Steinbrecht et al., 1998] a la vez que también
aumentaría la concentración de otros trazadores estratosféricos pasivos, como 14C, 90Sr
y
185
W [Telegadas & List, 1969, y referencias allí incluidas]. La climatología de la
evolución de los scores a lo largo del año revela que el fenómeno descripto es más bien
característico de principios de otoño y fines de la primavera. En contraposición, cuando
sobre el continente se ubica un centro de alta presión, i.e. la EOF3 en modo inverso, las
concentraciones de los gases mencionados disminuyen en la troposfera. El segundo
panel de series temporales de la Figura 5.6 c) revela que los loadings parciales para
tropopausa y 100 hPa se encuentran en general en fase, aunque 100 hPa está mejor
correlacionado. Como ya se mencionó, este hecho debe asociarse a la mayor
variabilidad que presenta la tropopausa.
5.5
Tropopausa superior y 500 hPa
La Tabla 5.5 presenta las varianzas explicadas por la tres primeras EOFs
correspondientes al acoplamiento de la tropopausa superior con 500 hPa, mientras que
las estructuras espaciales y las evoluciones temporales asociadas se incluyen en la
Figura 5.7. Las tres estructuras espaciales representadas por las EOFs explican algo
menos de la cuarta parte de la varianza total.
– 198 –
EOF
1
2
3
Varianza (%)
11.44
8.00
4.73
Varianza Acumulada (%)
11.44
19.44
24.17
Tabla 5.5 – Ídem a la Tabla 5.1, pero para el acoplamiento de tropopausa superior y 500
hPa.
– 199 –
Figura 5.7 – Estructuras espaciales y evoluciones temporales asociadas al acoplamiento
de alturas normalizadas de tropopausa superior y 500 hPa. Cada grupo de estructuras
espaciales muestra la EOF (arriba) y el campo real mejor correlacionado con ella
(abajo). Tropopausa (500 hPa) corresponde al panel ubicado a la izquierda (derecha). El
orden es (a) EOF1; (b) EOF2; (c) EOF3. Las líneas sólidas (punteadas) representan
valores positivos (negativos), mientras que la línea sólida más gruesa denota el cero. El
panel superior de evoluciones temporales muestra los scores (negro) y los loadings
(gris) asociados a cada EOF. La mejor correlación corresponde a (a) r = 0.73 ; (b)
r = 0.70 ; y (c) r = −0.65 . El panel inferior de evoluciones temporales muestra los
loadings parciales para tropopausa (negro) y 500 hPa (gris). Las líneas punteadas
horizontales representan los valores r = ±0.3 . Ver texto para mayores detalles.
– 200 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.7 a ) – continuación
– 201 –
.%0327
+
Figura 5.7 b)
– 202 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.7 b) – continuación
– 203 –
.%0327
+
Figura 5.7 c)
– 204 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.7 c) – continuación
– 205 –
.%0327
+
En su modo directo la EOF1 (Fig. 5.7 a) muestra en 500 hPa la existencia de un
núcleo de máximas anomalías positivas en el centro del dominio, aproximadamente al
norte de la provincia de Buenos Aires. Sin embargo, el campo de anomalías de
tropopausa presenta mayormente valores negativos, con núcleos de ascenso solamente
en la costa sur de Brasil y Uruguay y en el norte de Chile. La serie temporal de scores
tiene un comportamiento semianual interesante (48%), con máximos aproximadamente
durante los equinoccios. En vista de ello, cabe para 500 hPa la misma interpretación de
propagación vertical de ondas planetarias que la utilizada en los casos anteriores. Como
ya fue discutido, la propagación vertical hacia la estratósfera desde la troposfera se
encuentra inhibida por la presencia del jet, más intenso ante un rompimiento de la
tropopausa, por lo que los núcleos de ascenso descriptos para la tropopausa superior
podrían emparentarse con una generación de ondas debido a inestabilidades baroclínicas
en la UT/LS por encima del jet. Como era de suponerse, la barrera dinámica que genera
el jet permite que 500 hPa y la tropopausa superior presenten un comportamiento
inverso. Es bien sabido que sinópticamente la advección de vorticidad ciclónica en la
UT/LS produce subsidencia y calentamiento de la estratósfera, descenso de la
tropopausa, y ascenso de la troposfera inferior con un máximo en el nivel de no
divergencia, usualmente cercano a los 500 hPa. Esto es justamente lo observado en la
EOF1 aquí presentada. Con todo, las anomalías de altura de tropopausa son exiguas y
puede deducirse que la tropopausa superior mantendrá su posición a lo largo del año,
efectuando quizás pequeños desplazamientos verticales. Esto no es sorprendente
teniendo en cuenta que la tropopausa superior marca el límite exterior de la capa de
transición que separa la estratósfera de la troposfera [e.g. Bischoff et al., 2007]. El
segundo panel de series temporales de la Figura 5.7 a) revela que, en general, el campo
– 206 –
real de 500 hPa se correlaciona mejor con su par de la EOF1 que la tropopausa, algo que
tiene sentido debido a la mayor variabilidad que presenta la tropopausa.
Hasta el momento la EOF2 ha sido asociada al avance de frentes. La Figura 5.7
b) también parecería simular el avance de un frente, y el hecho de que la línea de
cambio de anomalías en la tropopausa se encuentre retrasada respecto de la de 500 hPa
parecería sustentar la misma interpretación. Nuevamente, las anomalías de altura de
tropopausa no son importantes, y quizás esto se deba a que la actividad frontal no es tan
intensa en el nivel de la tropopausa superior. El armónico dominante en la evolución
temporal de los scores es el correspondiente a una onda bimestral, representando
aproximadamente 14% de la varianza total de la serie. Dado que dicho porcentaje no
denota un ciclo muy marcado, puede interpretarse que la estructura descripta no tiene
una época exclusiva de ocurrencia, si bien es interesante notar que existe una mayor
persistencia de valores negativos de los scores (que para 500 hPa representa en la EOF2
a un anticiclón avanzando por detrás de la línea frontal) hacia fines del invierno y
comienzos de la primavera, en coincidencia con la época de máxima variabilidad en la
región. De nuevo, la correlación entre los campos reales y su contraparte de la estructura
espacial de la EOF2 es, para 500 hPa, en general de mayor valor absoluto que las
correlaciones de tropopausa.
Con respecto a la EOF3 (Fig. 5.7 c) la serie temporal de scores no tiene un ciclo
distintivo, y más bien el mayor porcentaje de varianza explicada se reparte entre los
primeros armónicos. En su modo inverso, el flujo en 500 hPa se encuentra nuevamente
bloqueado, mientras que la tropopausa se presenta por debajo de los valores medios
prácticamente en todo el dominio. Debido a que las propiedades de la tropopausa
– 207 –
superior son más bien estratosféricas que troposféricas, nuevamente se aprecia
aproximadamente un comportamiento inverso para ella. El modo inverso de la EOF3
ocurre preferentemente cuando hay persistencia de valores negativos de los scores
asociados, es decir, a mediados de verano y mediados de primavera, aunque tiene lugar
durante todo el año. En cualquier caso, en comparación con el campo de 500 hPa el
campo de anomalías para la tropopausa es chato, poniendo nuevamente de manifiesto
que la tropopausa superior no presenta grandes fluctuaciones verticales. En cuanto a los
loadings parciales mostrados en el segundo panel de series temporales de la Figura 5.7
c) puede apreciarse que en general 500 hPa está mejor correlacionado que tropopausa.
5.6
Tropopausa superior y 100 hPa
Es el último acoplamiento que resta por analizar. La varianza explicada por cada
una de las tres primeras EOFs se presenta en la Tabla 5.6; la varianza acumulada por
ellas es cercana al 40%, resultado que no es sorprendente debido al carácter
mayormente estratosférico que posee la tropopausa superior.
EOF
1
2
3
Varianza (%)
25.99
5.94
4.58
Varianza Acumulada (%)
25.99
31.93
36.51
Tabla 5.6 – Ídem a la Tabla 5.1, pero para el acoplamiento de tropopausa superior y 100
hPa.
Como podía esperarse, la evolución temporal de las estructuras espaciales de la
EOF1 (Fig. 5.8 a) está fuertemente modulada por una oscilación semianual (≈82%).
– 208 –
Según los resultados del capítulo anterior, la tropopausa superior se ubica por encima de
100 hPa en la mayoría del dominio. Asimismo, el comportamiento inverso observado
para tropopausa y 100 hPa es similar al de la Fig. 5.7 a), si bien la magnitud de las
anomalías en 500 hPa es mayor. Por ello, puede nuevamente invocarse la propagación
vertical de ondas, generadas como producto de inestabilidades baroclínicas del jet
responsable del rompimiento, para interpretar el campo de anomalías de 100 hPa. Con
respecto al campo de anomalías de este nivel, el de tropopausa es muy chato, con ligeras
desviaciones respecto de los valores medios. De esta manera, prácticamente no existiría
propagación vertical de ondas a través de la tropopausa superior en el marco de la EOF
analizada. Visto de otra manera, la tropopausa superior marcaría un límite cuasi-rígido
entre la zona de transición estratósfera-troposfera y la estratósfera propiamente dicha,
sobre todo en la mitad superior del dominio, pues en el sur la variabilidad es importante
(ver capítulo anterior). Esto también se ve reflejado en la EOF1, donde las máximas
anomalías de tropopausa tienen lugar en el sector sur. La serie temporal de loadings
parciales para 100 hPa y tropopausa se encuentran en fase prácticamente a lo largo de
todo el año, con excepción de finales de primavera. Asimismo, el nivel estándar se
encuentra mejor correlacionado que tropopausa, y con mayor cantidad de valores
significativos.
La segunda estructura más representativa para el acoplamiento entre tropopausa
superior y 100 hPa (Fig 5.8 b) puede todavía ser identificado con el avance de un frente,
la misma interpretación que le cabe a la Fig. 5.6 b). De hecho, si se efectúa una
comparación de ambas evoluciones temporales de scores se observará que están
prácticamente en fase. Además, el mayor porcentaje de varianza de la serie temporal
corresponde a las ondas trimestral y cuatrimestral, una situación muy similar a la
– 209 –
encontrada para la figura mencionada, y el eje de división entre anomalías positivas y
negativas se encuentra adelantado para 100 hPa. En este caso, el campo de tropopausa
superior se encuentra algo más perturbado que en todos los casos analizados
anteriormente, con anomalías comparables a las de 100 hPa por delante del frente, y con
descensos menos marcados por detrás. En términos de los loadings parciales, el nivel
estándar de los campos reales se encuentra mejor correlacionado con su contraparte de
la EOF2 que tropopausa. Un detalle interesante es que se presenta aquí un número
inusual de correlaciones significativas.
Sorprendentemente, las estructuras asociadas a la EOF3 presentan un ciclo
semianual importante (≈29%), con un campo de anomalías de tropopausa muy
perturbado, de magnitudes comparables e incluso superiores a las del campo de 100
hPa. Claramente las estructuras se presentan en modo directo (inverso) durante verano e
invierno (otoño y primavera). En su modo directo la EOF3 está representando un flujo
bloqueado en 100 hPa, mientras que la tropopausa superior presenta máximas anomalías
positivas sobre la misma región que se encuentran las máximas anomalías positivas en
100 hPa. Sin embargo, la serie temporal de scores se encuentra completamente en
contrafase con una que representaría la presencia de bloqueos en la región, de manera
que la asociación de la EOF3 con bloqueos no puede efectuarse. La correlación de la
EOF3 con los campos reales presenta una persistencia de valores significativos
negativos justamente cuando, de acuerdo a la presencia de bloqueos en la región,
deberían ser de signo contrario para representar correctamente al fenómeno. De esta
forma, la asociación de la EOF3 con bloqueos queda descartada. Teniendo en mente la
persistencia de scores positivos durante el verano, podría relacionarse a la EOF3
discutida con la presencia de MCCs, recordando que los mismos son más frecuentes en
– 210 –
verano [Velasco & Fritsch, 1987]. Asimismo, el campo de perturbaciones de altura de
tropopausa en estos casos es consistente con la disposición que adopta la tropopausa en
la Figura 11 de Poulida et al. [1996], donde existe un domo central de máximas
anomalías positivas producto de la corriente ascendente principal, y anomalías negativas
en el límite exterior del yunque. Los loadings parciales muestran que efectivamente
tropopausa y 100 hPa se encuentran mayormente en fase a lo largo del año.
En resumen, aún cuando el objetivo principal de esta sección es el de presentar
las distintas estructuras espaciales más representativas para el acoplamiento de las
diferentes tropopausas con dos niveles estándar, en todos los casos se ha podido
identificar a las estructuras mostradas con ciclos o fenómenos conocidos de la atmósfera
en la región analizada. La EOF1 está mayormente dominada por la onda semianual,
directamente relacionada con propagaciones verticales de ondas de Rossby
troposféricas, o generadas por inestabilidades baroclínicas en altura. La EOF2 se asocia
al avance de frentes hacia menores latitudes, desde el sur o el sudeste. Finalmente, la
EOF3 está mayormente asociada con efectos bloqueantes. Es importante mencionar que
todas estas asociaciones son materia de especulación, si bien en la mayoría de los casos
existen evidencias que sustentan los argumentos presentados. De esta forma, la
inclusión de la tropopausa térmica como una variable de diagnóstico permite la
detección de fenómenos conocidos.
– 211 –
Figura 5.8 – Estructuras espaciales y evoluciones temporales asociadas al acoplamiento
de alturas normalizadas de tropopausa superior y 100 hPa. Cada grupo de estructuras
espaciales muestra la EOF (arriba) y el campo real mejor correlacionado con ella
(abajo). Tropopausa (100 hPa) corresponde al panel ubicado a la izquierda (derecha). El
orden es (a) EOF1; (b) EOF2; (c) EOF3. Las líneas sólidas (punteadas) representan
valores positivos (negativos), mientras que la línea sólida más gruesa denota el cero. El
panel superior de evoluciones temporales muestra los scores (negro) y los loadings
(gris) asociados a cada EOF. La mejor correlación corresponde a (a) r = −0.81 ; (b)
r = 0.64 ; y (c) r = 0.63 . El panel inferior de evoluciones temporales muestra los
loadings parciales para tropopausa (negro) y 100 hPa (gris). Las líneas punteadas
horizontales representan los valores r = ±0.3 . Ver texto para mayores detalles.
– 212 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.8 a) – continuación
– 213 –
.%0327
+
Figura 5.8 b)
– 214 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.8 b) – continuación
– 215 –
.%0327
+
Figura 5.8 c)
– 216 –
+
+
/.$
+
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6 +
6
6
+
+
.%0327
+
+
6 +
6 +
6 +
6 +
6
Figura 5.8 c) – continuación
– 217 –
.%0327
+
6.
CONCLUSIONES
En vista de los objetivos planteados y de los resultados obtenidos la presente
tesis invita a continuar con la línea de investigación aquí planteada. El material
presentado aquí pretende ser la continuación del estudio climatológico de tropopausas
de Yuchechen [2004] y Bischoff et al. [2007]. Ambos trabajos, elaborados a partir de la
base establecida en Velasco & Necco [1981], fueron pioneros en la introducción de una
climatología de ocurrencia de eventos de tropopausas simples y dobles para la
República Argentina sobre tres estaciones aerológicas de distintas latitudes (SAEZ,
SARE y SAVC), como así también de los valores medios y desvíos estándar mensuales
de las variables presión, altura, temperatura y temperatura potencial. En aquella ocasión,
por medio del estudio de casos particulares también se asoció el descenso de la
tropopausa simple y su posterior rompimiento al pasaje de frentes fríos, y no solamente
a la presencia de jet subtropical (STJ) como comúnmente se cree. La extensión del
estudio de la climatología básica de las diferentes tropopausas a estaciones de
radiosondeo ubicadas tanto en Argentina, como en Chile, el sur de Brasil y las Islas
Malvinas, ha permitido confeccionar campos espaciales para diversas variables en el
nivel de las distintas tropopausas con el objetivo de resumir de una manera más clara y
concisa los resultados obtenidos, entendiendo que una climatología de valores medios y
de desvíos estándar es el punto de partida de cualquier análisis posterior. Dichos mapas
se confeccionaron para las cuatro estaciones del año con el doble objetivo de diferenciar
el comportamiento estacional y de condensar la información disponible.
Desde el punto de vista de los datos utilizados, es importante mencionar que el
método aplicado ha permitido obtener una completa base de datos tanto de tropopausa
– 218 –
como de diversos niveles estándar, consistida internamente, que será útil en estudios
futuros de distinta índole. En relación a esto y teniendo en cuenta el estrecho vínculo
que presenta la tropopausa con ciertos efectos antropogénicos [e.g. Santer et al., 2003]
el análisis de tendencias es un ejemplo de trabajo a futuro.
Los campos medios de presión de tropopausa simple revelan que existe un
agudo gradiente meridional en una región relativamente angosta dispuesta zonalmente,
aproximadamente coincidente a lo largo del año con la posición del STJ. Es bien sabido
que dicha región es altamente baroclínica y que cualquier perturbación puede resultar en
la amplificación de ondas inestables. Una comparación entre los campos de presión de
eventos de tropopausas simples y dobles revela que la tropopausa simple se ubica por
encima de la tropopausa inferior y por debajo de la tropopausa superior, de manera que
es claro que cuando la región de la alta troposfera/baja estratosfera (UT/LS) es sometida
a tales perturbaciones la tropopausa simple se rompe, permitiendo la presencia de dos o
más tropopausas, aunque ciertamente el caso más frecuente es el de tropopausas dobles.
Esto es así porque la zona frontal que se establece en altura genera distintas capas
estables que son consistentes con la definición de tropopausa. El estado base para la
tropopausa, por así decirlo, corresponde a una tropopausa simple, en el cual la
tropopausa ubicada del lado ciclónico (anticiclónico) del STJ se encuentre más baja
(alta), adoptando un agudo gradiente meridional. Cuando la situación así lo permite la
intensificación del jet rompe la tropopausa, hace descender la inferior y ascender la
superior, a la vez que nuevas capas estables también identificadas como tropopausas
coexisten en distintos niveles, formando así una doble tropopausa en vastas regiones a
ambos lados del jet. Cabe aclarar que estos fenómenos no son posibles sin la presencia
de baroclinicidad, algo que ocurre permanentemente en el flanco polar del STJ, donde la
– 219 –
cortante horizontal es ciclónica, y quizás por ello frecuentemente se asocian los
rompimientos a su presencia. En términos de variabilidad la tropopausa superior
adquiere los mayores valores de desvío estándar en el sector sur del dominio, a la vez
que su superficie se curva hacia la estratósfera, mientras que lo contrario ocurre con la
tropopausa inferior, cuya curvatura es hacia la troposfera. Se ha presentado un esquema
que modela el ingreso de aire estratosférico en la región para tales circunstancias. El
aumento en la intensidad del jet durante un rompimiento permite que los procesos
turbulentos sean los dominantes, y el ingreso del aire estratosférico se produce
precisamente a través del jet [e.g. Reiter & Mahlman, 1965]. De esta forma la presencia
de cualquier jet en altura tiene el potencial de generar rompimientos, y tanto el STJ en la
región subtropical como los jets asociados a sistemas frontales en latitudes medias son
importantes contribuyentes a la presencia de aire estratosférico en la troposfera. En vista
de la relación que existe entre los descensos de la tropopausa simple, los rompimientos
de la misma y la ciclogénesis, estos resultados están de acuerdo con la existencia de al
menos dos regiones preferenciales para la ciclogénesis, ambas corriente abajo de los
Andes [e.g. Hoskins & Hodges, 2005], hecho que también remarca la importancia que
tiene la orografía en este tipo de procesos, ya que la ondas de montaña, i.e. lee waves,
que se generan a barlovento de los Andes podrían ser el detonante del proceso de
rompimiento. Además, la presencia ocasional de un jet de capas bajas que corre paralelo
a los Andes en dirección aproximada norte-sur aporta cierta baroclinicidad extra a la
región, dado que la combinación del mencionado jet y del STJ resulta en una cortante
vertical importante, sin mencionar la inyección de humedad que el mismo provee desde
la región ecuatorial de Brasil. De acuerdo a Velasco y Fritsch [1987] esto tiene su
correlato en una mayor presencia estival de sistemas convectivos de mesoescala
(mesoscale convective complexes, MCCs), que también producen un efecto de
– 220 –
rompimiento en la tropopausa. Sinópticamente, en verano la inyección de humedad
desde el norte es máxima cuando la baja del noroeste argentino está presente, pues justo
al este de los Andes la circulación anticiclónica del Anticiclón del Atlántico Sur se ve
reforzada por la ciclónica de la baja.
En reiteradas ocasiones ha sido mencionada la intensificación del jet en los
rompimientos. En el presente trabajo dicha intensificación sólo ha sido mostrada para
ejemplos particulares en algunas estaciones, y es tarea pendiente el efectuar una
climatología del viento máximo y compararla con las climatologías de tropopausas aquí
presentadas.
Dado que la posición de la tropopausa responde primordialmente a fenómenos
de escala sinóptica o mayor, como las inestabilidades que se generan debido a la
baroclinicidad del estado básico [e.g. Zdunkowski & Bott, 2003], se han propuesto
posibles fenómenos característicos de la región que ayuden a interpretar las estructuras
de covarianza obtenidas. Naturalmente, el STJ no puede estar ausente, pero dentro de
escalas menores se cuenta el pasaje de frentes y las situaciones de bloqueo (ambos de
escala sinóptica) y los MCCs, que son producto de una interacción entre distintas
escalas. Todos los fenómenos mencionados tienen el potencial de alterar la región de la
UT/LS, y se ha hecho mención de semejanzas y diferencias entre los campos obtenidos
en base a la presencia o ausencia de tales fenómenos. Aún cuando existen estudios en
otras latitudes (Hemisferio Norte primordialmente) que indican que el fenómeno de
rompimiento de ondas (planetarias o gravitatorias) ejerce influencia sobre la tropopausa,
esta rama de investigación es tarea pendiente.
– 221 –
Evidencia observacional y teorías especulativas permitieron asociar el
acoplamiento de las distintas tropopausas con dos niveles estándar de la atmósfera, uno
de la troposfera media (500 hPa) y otro de la baja estratósfera (100 hPa). Varios
fenómenos característicos de la región analizada, de distintas escalas, han podido
identificarse. El método implementado identifica intrínsecamente la escala de tales
fenómenos en relación a la varianza explicada de la EOF analizada, de manera que se
establece cierta jerarquía en la escala espacio/temporal de cada fenómeno atmosférico
asociado, siendo la EOF1 la más representativa. La EOF1 en ningún caso representa el
campo medio puesto que valores medios y ciclos anuales han sido removidos de todas
las series temporales. El análisis de las tres primeras EOFs permite establecer que:
•
La EOF1 se encontraría asociada a la propagación vertical de ondas planetarias.
En vista de que tal propagación está favorecida durante los equinoccios e
inhibida durante los solsticios los coeficientes temporales asociados a ella
presentan una marcada oscilación semianual, en concordancia con el
comportamiento de otras variables en la región [e.g. Meehl, 1991] como así
también con la conocida oscilación semianual ecuatorial;
•
La EOF2 estaría asociada al pasaje de frentes, avanzando desde el sudoeste en
algunos casos y desde el sur en otros. Una mayor persistencia de valores
significativos durante los meses de invierno para los loadings respaldarían esta
conclusión, si bien en algunos casos la separación que existe entre la línea
frontal sobre tropopausa y sobre cada nivel estándar es un tanto exagerada;
•
A excepción del acoplamiento entre tropopausa superior y 100 hPa la EOF3 se
relaciona con situaciones de bloqueo. Asimismo, el favorecimiento de la
ciclogénesis al norte de los mismos también ha sido correctamente reproducido.
– 222 –
Un resultado destacable, común a todas las EOFs, es que el valor absoluto de los
loadings parciales es generalmente mayor para los niveles estándar analizados que para
tropopausa, cualquiera sea ella, lo cual da cuenta de que esta última presenta mayor
variabilidad. Además, a grandes rasgos cada par de loadings parciales coincide en signo
cuando ambos son significativos.
Una conclusión interesante que puede extraerse de la presente tesis es que la
tropopausa térmica puede ser utilizada como una variable de diagnóstico paralelamente
a lo efectuado con la tropopausa dinámica [Morgan & Nielsen-Gammon, 1998; NielsenGammon, 2001]. En este sentido es importante enfatizar que ambas definiciones,
usualmente disconexas en la literatura, pueden conciliarse en el marco de la presente
climatología. Dentro de esta línea de investigación la presente tesis marca un punto de
partida, aunque todavía resta la importante tarea de establecer diferencias y semejanzas
entre ambas definiciones para sistemas extratropicales de nuestra región utilizando datos
reales, de manera similar a lo efectuado con modelos numéricos [e.g. Wirth, 2000,
2001]. A tal efecto la base de datos de radiosondeos aquí utilizada puede ser un buen
punto de partida.
Finalmente, en cuanto a acoplamientos con la tropopausa respecta la varianza
explicada por las tres primeras EOFs es mayor para 100 hPa que para 500 hPa en cada
tropopausa analizada. Este rasgo pone de manifiesto un resultado ya mencionado por
otros autores acerca de que la tropopausa se encuentra mejor correlacionada con la baja
estratósfera que con la troposfera media.
– 223 –
Shepherd [2002] propone el estudio de las interacciones entre la estratósfera y la
troposfera con el objetivo de comprender las relaciones de causa-efecto en los patrones
de variabilidad, no sólo desde una aproximación estadística, sino también mediante el
análisis de casos particulares que permitan develar detalles que quizás se pasen por alto
en la climatología. En este sentido, se ha dado un paso importante para nuestra región al
identificar los principales patrones de variabilidad que unen a la baja estratósfera con la
troposfera media utilizando a la tropopausa térmica como nexo, y en la mayoría de los
casos se puede concluir que las perturbaciones en la troposfera media y en la baja
estratósfera se encuentran en fase. Los resultados planteados aquí son de carácter
climatológico pero muestran que existe una importante relación entre ambas regiones de
la atmósfera, estableciendo que la tropopausa, o más genéricamente la UT/LS, se
encuentra lejos de considerarse un límite rígido. Una manera de brindarle continuidad al
presente trabajo con el objetivo propuesto por Shepherd [2002] en mente consiste en el
análisis de situaciones particulares del tipo efectuado por Canziani & Legnani [2003], o
bien en efectuar una climatología que solamente considere eventos extremos.
En síntesis, a la luz de los resultados descriptos la tropopausa térmica, que en los
últimos años ha sido menospreciada en favor de su contraparte dinámica, permite
resolver de manera precisa los principales procesos dinámicos de la atmósfera, ya sea
utilizando una simple climatología o un método de cluster. De esta forma, todas las
líneas de investigación propuestas pueden llevarse a cabo utilizando la tropopausa
térmica que, a diferencia de su contraparte dinámica, es una tropopausa observada.
– 224 –
7.
REFERENCIAS
Aebischer, U., y C. Schär, 1998: Low-Level Potential Vorticity and Cyclogenesis to the
Lee of the Alps, J. Atmos. Sci., 55, 186-207
Ambaum, M., 1997: Isentropic Formation of the Tropopause, J. Atmos. Sci., 54, 555568
Appenzeller, C., H. C. Davies, y W. A. Norton, 1996: Fragmentation of stratospheric
intrusions, J. Geophys. Res., 101 (D1), 1435-1456
Appenzeller, C., y H. C. Davies, 1992: Structure of stratospheric intrusions into the
troposphere, Nature, 358, 570-572
Baldwin, M. P., y J. R. Holton, 1988: Climatology of the Stratospheric Polar Vortex and
Planetary Wave Breaking, J. Atmos. Sci., 45 (7), 1123-1142
Baldwin, M. P., y T. J. Dunkerton, 2001: Stratospheric Harbingers of Anomalous
Weather Regimes, Science, 294, 581-584, doi:10.1026/science.1063315
Ballentine, L. E., 1998: Quantum Mechanics: A Modern Development, World
Scientific, 658 pp.
Bals-Elsholz, T. M., E. H. Atallah, L. F. Bosart, T. A. Wasula, M. J. Cempa, y A. R.
Lupo, 2001: The Wintertime Southern Hemisphere Split Jet: Structure,
Variability, and Evolution, J. Climate, 14, 4191-4215
Bannon, P. R., 1979a: On the Dynamics of the East African Jet. I: Simulations of Mean
Conditions for July, J. Atmos. Sci., 36, 2139-2152
Bannon, P. R., 1979b: On the Dynamics of the East African Jet. II: Jet Transients, J.
Atmos. Sci., 36, 2153-2168
– 225 –
Baray, J.-L., G. Ancellet, T. Randriambelo, y S. Baldy, 1999: Tropical cyclone Marlene
and stratosphere-troposphere exchange, J. Geophys. Res., 104 (D11), 1395313970
Baray, J.-L., V. Daniel, G. Ancellet, y B. Legras, 2000: Planetary-scale tropopause folds
in the southern subtropics, Geophys. Res. Lett., 27 (3), 353-356
Batchelor, G. K., 1967: An Introduction to Fluid Mechanics, Cambridge University
Press, 615 pp.
Berbery, E. H., y C. S. Vera, 1996: Characteristics of the Southern Hemisphere Winter
Store Track with Filtered and Unfiltered Data, J. Atmos. Sci., 53 (3), 468-481
Berggren, R., 1952: The distribution of temperature and wind connected with active
tropical air in the higher troposphere and some remarks concerning clear air
turbulence at high altitude, Tellus, 4, 43-53
Berrisford, P., B. J. Hoskins, y E. Tyrlis, 2007: Blocking and Rossby Wave Breaking on
the Dynamical Tropopause in the Southern Hemisphere, J. Atmos. Sci., 64,
2881-2898
Bethan, S., G. Vaughan, y S. J. Reid, 1996: A comparison of ozone and thermal
tropopaus heights and the impact of tropopause definition on quantifying the
ozone content of the tropopshere, Quart. J. Roy. Meteor. Soc., 122, 929-944
Bindon, H. H., 1940: Relation between equivalent potential temperature and wet-bulb
potential temperature, Mon. Wea. Rev., 68, 243-245
Bischoff, S. A., P. O. Canziani, y A. E. Yuchechen, 2007: The tropopause at southern
extratropical latitudes: Argentine operational rawinsonde climatology, Int. J.
Climatol., 27, 189-209, doi:10.1002/joc.1385
Bishop, C. H., y A. J. Thorpe, 1994: Potential vorticity and the electrostatics analogy:
Quasi-geostrophic theory, Quart. J. Roy. Meteor. Soc., 120, 713-731
– 226 –
Bleck, R., 1977: Numerical Simulations of Lee Cyclogenesis in the Gulf of Genoa,
Mon. Wea. Rev., 105, 428-445
Bluestein, H. B., 1993: Synoptic-Dynamic Meteorology in Midlatitudes, Vol. II:
Observations and Theory of Weather Systems, Oxford University Press, 594 pp.
Boer, G. J., 1982: Diagnostic Equations in Isobaric Coordinates, Mon. Wea. Rev., 110,
1801-1820
Bosart, L. F., 1981: The President’s Day Snowstorm of 18–19 February 1979: A
Subsynoptic-Scale Event, Mon. Wea. Rev., 109, 1542-1566
Browell, E. V., M. A. Fenn, C. F. Butler, W. B. Grant, M. B. Clayton, J. Fishman, A. S.
Bachmeier, B. E. Anderson, G. L. Gregory, H. E. Fuelberg, J. D. Bradshaw, S.
T. Sandholm, D. R. Blake, B. G. Heikes, G. W. Sachse, H. B. Singh, y R. W.
Talbot, 1996: Ozone and aerosol distributions and air mass characteristics over
the South Atlantic Basin during the burning season, J. Geophys. Res., 101 (D19),
24043-24068
Bush, A. B. G., y W. R. Peltier, 1994: Tropopause Folds and Synoptic-Scale Baroclinic
Wave Life Cycle, J. Atmos. Sci., 51 (12), 1581-1604
Butchart, N., y E. E. Remsberg, 1986: The Area of the Stratospheric Polar Vortex as a
Diagnostic for Tracer Transport on an Isentropic Surface, J. Atmos. Sci., 43 (13),
1319-1339
Campetella, C. M., y N. E. Possia, 2007: Upper-level cut-off lows in southern South
America, Meteorol. Atmos. Phys., 96, 181-191, doi:10.007/s00703-006-0227-2
Canziani, P. O., R. H. Compagnucci, S. A. Bischoff, y W. E. Legnani, 2002: A study of
impacts of tropospheric synoptic processes on the genesis and evolution of
extreme total ozone anomalies over southern South America, J. Geophys. Res.,
107 (D24), 4741, doi:10.1029/2001JD000965
– 227 –
Canziani, P. O., y W. E. Legnani, 2003: Tropospheric-stratospheric coupling:
Extratropical synoptic systems in the lower stratosphere, Quart. J. Roy. Meteor.
Soc., 129, 2315-2329, doi:10.1256/qj.01.109
Cao, Z., y D.-L. Zhang, 2004: Tracking Surface Cyclones with Moist Potential
Vorticity, Adv. Atmos. Sci., 21 (5), 830-835
Cao, Z., y H.-R. Cho, 1995: Generation of Moist Potential Vorticity in Extratropical
Cyclones, J. Atmos. Sci., 52 (18), 3263-3281
Charlton, A. J., A. O’Neill, W. A. Lahoz, A. C. Massacand, y P. Berrisford, 2005: The
impact of the stratosphere on the troposphere during the southern hemisphere
stratospheric sudden warming, September 2002, Quart. J. Roy. Meteor. Soc.,
131, 2171-2188
Charney, J. G., 1947: The dynamics of long waves in a baroclinic westerly current, J.
Meteor., 4 (5), 135-162
Charney, J. G., y P. G. Drazin, 1961: Propagation of Planetary-Scale Disturbances from
the Lower into the Upper Atmosphere, J. Geophys. Res., 66 (1), 83-109
Chen, P., 1995: Isentropic cross-tropopause mass exchange in the extratropics, J.
Geophys. Res., 100 (D8), 16661-16673
Cho, H.-R., y Z. Cao, 1998: Generation of Moist Potential Vorticity in Extratropical
Cyclones. Part II: Sensitivity to Moisture Distributions, J. Atmos. Sci., 55, 595610
Cohen-Tannoudji, C., B. Diu, y F. Laloë, 1977: Quantum Mechanics, Volumen 1,
Hermann y John Wiley & Sons, Francia, 898 pp.
Compagnucci, R. H., M. A. Salles, y P. O. Canziani, 2001: The spatial and temporal
behaviour of the lower stratospheric temperature over the Southern Hemisphere:
– 228 –
the MSU view. Part I: Data, methodology, and temporal behaviour, Int. J.
Climatol., 21, 419-437, doi:10.1002/joc.606
Compagnucci, R. H., y M. A. Salles, 1997: Surface pressure patterns Turing the year
over southern South America, Int. J. Climatol., 17, 635-653
Cuevas, E., J. J. Rodríguez, M. Gil, J. C. Guerra, A. Redondas, y J. J. Bustos, 2007:
Stratosphere-troposphere exchange processes driven by the subtropical jet,
Abstracts of the Seventh Annual Meeting of the European Meteorological
Society/Eighth European Conference on Applications of Meteorology, Vol. 4,
EMS2007-A-00452, disponible en CD, ISSN 1812-7053
Danielsen, E. F., 1968: Stratospheric-Tropospheric Exchange Based on Radioactivity,
Ozone and Potential Vorticity, J. Atmos. Sci., 25, 502-518
Danielsen, E. F., 1990: In Defense of Ertel’s Potential Vorticity and Its General
Applicability as a Meteorological Tracer, J. Atmos. Sci., 47 (16), 2013-2020
Danielsen, E. F., 1993: In Situ Evidence of Rapid, Vertical, Irreversible Transport of
Lower Tropospheric Air Into the Lower Tropical Stratosphere By Convective
Cloud Turrets and by Larger-Scale Upwelling in Tropical Cyclones, J.
Geophys. Res., 98 (D5), 8665-8681
Danielsen, E. F., R. S. Hipskind, W. L. Starr, J. F. Vedder, S. E. Gaines, D. Kley, y K.
K. Kelly, 1991: Irreversible Transport in the Stratosphere by Internal Waves of
Short Vertical Wavelength, J. Geophys. Res., 96 (D9), 17433-17452
Davies, H. C., y A. M. Rossa., 1998: PV Frontogenesis and Upper-Tropospheric Fronts,
Mon. Wea. Rev., 126, 1528-1539
Davis, H. F., 1963: Fourier series and orthogonal functions, Dover Publications, Nueva
York, xii + 403 pp.
– 229 –
Delisi, D. P., y T. J. Dunkerton, 1988: Seasonal Variation of the Semiannual
Oscillation, J. Atmos. Sci., 45 (19), 2772-2787
Drumond, A., R. Nieto, L. Gimeno, y T. Ambrizzi, 2008: A Lagrangian identification of
major sources of moisture over Central Brazil and La Plata basin, J. Geophys.
Res., 113, D14128, doi:10.1029/2007JD009547
Dutton, J. A., 1986: The Ceaseless Wind: An Introduction to the Theory of Atmospheric
Motion, Dover, Mineola, Nueva York, EE.UU., 617 pp.
Egger, J., 1995: Tropopause Height in Baroclinic Channel Flow, J. Atmos. Sci., 52 (12),
2232-2241
Egger, J., 1998: Mountain Torque and Rossby Wave Radiation, J. Atmos. Sci., 55,
2937-2945
Emanuel, K. A., J. D. Neelin, y C. S. Bretherton, 1994: On large-scale circulations in
convecting atmospheres, Quart. J. Roy. Meteor. Soc., 120, 1111-1143
Ertel, H., 1942a: Ein neuer hydrodynamischer Erhaltungssatz, Naturwissenschaften, 30,
543-544
Ertel, H., 1942b: Ein neuer hydrodynamischer Wirbelsatz, Meteorol. Z., 59, 277-281
Farrara, J. D., M. Ghil, C. R. Mechoso, y K. C. Mo, 1989: Empirical Orthogonal
Functions and Multiple Flow Regimes in the Southern Hemisphere Winter, J.
Atmos. Sci., 46 (20), 3219-3223
Fortune, M. A., y V. E. Kousky, 1983: Two Severe Freezes in Brazil: Precursors and
Synoptic Evolution, Mon. Wea. Rev., 111, 181-196
Fritsch, J. M., y R. A. Maddox, 1981: Convectively Driven Mesoscale Weather Systems
Aloft. Part I: Observations, J. Appl. Meteor., 20, 9-19
– 230 –
Fu, R., A.D. Del Genio, y W. B. Rossow, 1994: Influence of Ocean Surface Conditions
on Atmospheric Vertical Thermodynamic Structure and Deep Convection, J.
Climate, 7, 1092-1108
Gaffen, D. J., 1994: Temporal inhomogeneities in radiosonde temperature records, J.
Geophys Res., 99 (D2), 3667-3676
Gao, S., X. Wang, y Y. Zhou, 2004: Generation of generalized moist potential vorticity
in a frictionless and moist adiabatic flow, Geophys. Res. Lett., 31, L12113,
doi:10.1029/2003GL019152
Garreaud, R. D., 2000: Cold Air Incursions over Subtropical South America: Mean
Structure and Dynamics, Mon. Wea. Rev., 128, 2544-2559
Gates, W. L., 1961: Static stability measures in the atmosphere, J. Meteor., 18, 526-533
Gettelman, A., M. L. Salby, y F. Sassi, 2002: Distribution and influence of convection
in the tropical tropopause region, J. Geophys. Res., 107 (D10), 4080,
doi:10.1029/2001JD001048
Gettelman, A., y P. M. de F. Forster, 2002: A Climatology of the Tropical Tropopause
Layer, J. Meteor. Soc. Japan, 80 (4B), 911-924
Gidel, L. T., y M. A. Shapiro, 1979: The Role of Clear Air Turbulence in the Production
of Potential Vorticity in the Vicinity of Upper Tropospheric Jet Stream-Frontal
Systems, J. Atmos. Sci., 36, 2125-2138
Goering, M. A., W. A. Gallus Jr., M. A. Olsen, y J. L. Stanford, 2001: Role of
stratospheric air in a severe weather event: Analysis of potential vorticity and
total ozone, J. Geophys. Res., 106 (D11), 11813-11823
Golub, G. H., y C. F. Van Loan, 1996: Matrix Computations, The Johns Hopkins
University Press, Tercera Edición, 728 pp.
– 231 –
Grandoso, H., y J. E. Núñez, 1955: Análisis de una situación de bloqueo en la parte
austral de América del Sur, Meteoros, 5, 35-54
Griffiths, M., A. J. Thorpe, y K. A. Browning, 2000: Convective destabilization by a
tropopause fold diagnosed using potential-vorticity inversion, Quart. J. Roy.
Meteor. Soc., 126, 125-144
Grose, W. L., y B. J. Hoskins, 1979: On the Influence of Orography on Large-Scale
Atmospheric Flow, J. Atmos. Sci., 36 (2), 223-234
Gutowski, W. J., Jr., 1985: A Simple Model for the Interaction between Vertical Eddy
Heat Fluxes and Static Stability, J. Atmos. Sci., 42 (4), 346-358
Hamilton, K., 1986: Dynamics of the Stratospheric Semiannual Oscillation, J. Meteor.
Soc. Japan, 64 (2), 227-244
Hartjenstein, G., 2000: Diffusive Decay of Tropopause Folds and the Related CrossTropopause Mass Flux, Mon. Wea. Rev., 128, 2958-2966
Hartmann, D. L., 1977: On Potential Vorticity and Transport in the Stratosphere, J.
Atmos. Sci., 34, 968-977
Haynes, P. H., y M. E. McIntyre, 1987: On the Evolution of Vorticity and Potential
Vorticity In the Presence of Diabatic Heating and Frictional or Other Forces, J.
Atmos. Sci., 44 (5), 828-841
Haynes, P. H., y M. E. McIntyre, 1990: On the Conservation and Impermeability
Theorems for Potential Vorticity, J. Atmos. Sci., 47 (16), 2021-2031
Haynes, P., J. Scinocca, y M. Greenslade, 2001: Formation and maintenance of the
extratropical tropopause by baroclinic eddies, Geophys. Res. Lett., 28 (22),
4179-4182
Held, I. M., 1982: On the Height of the Tropopause and the Static Stability of the
Troposphere, J. Atmos. Sci., 39, 412-417
– 232 –
Hines, K. M, y C. R. Mechoso, 1991: Frontogenesis Processes in the Middle and Upper
Troposphere, Mon. Wea. Rev., 119, 1225-1241
Hoerling, M. P., 1992: Diabatic Sources of Potential Vorticity in the General
Circulation, J. Atmos. Sci., 49 (23), 2282-2292
Hoerling, M. P., T. K. Schaack, y A. J. Lenzen, 1991: Global Objective Tropopause
Analysis, Mon. Wea. Rev., 119, 1816-1831
Hoerling, M. P., T. K. Schaack, y A. J. Lenzen, 1993: A Global Analysis of
Stratospheric–Tropospheric Exchange during Northern Winter, Mon. Wea. Rev.,
121,162-172
Hoffman, J. A., 1971: Frentes, masas de aire y precipitaciones en el norte argentino,
Meteorológica, II (1,2,3), 130-149
Hoinka, K. P., 1998: Statistics of the Global Tropopause Pressure, Mon. Wea. Rev., 126,
3303-3325
Hoinka, K. P., 1999: Temperature, Humidity, and Wind at the Global Tropopause, Mon.
Wea. Rev., 127, 2248-2265
Holton, J. R., 1986: Meridional Distribution of Stratospheric Trace Constituents, J.
Atmos. Sci., 43 (12), 1238-1242
Holton, J. R., 2004: An Introduction to Dynamic Meteorology, Cuarta Edición, Elsevier,
xii + 535 pp.
Holton, J. R., P. H. Haynes, M. E. McIntyre, A. R. Douglass, R. B. Rood, y L. Pfister,
1995: Stratosphere-troposphere exchange, Rev. Geophys., 33 (4), 403-439
Hordij, J. H., y S. Bordón, 1987: Localización de las corrientes en chorro en relación
con los frentes en superficie en América del Sur, Anales del II Congreso
Interamericano de Meteorología / V Congreso Argentino de Meteorología,
Buenos Aires, Argentina, 6.11.1-6.11.5
– 233 –
Hoskins, B. J., M. E. McIntyre, y A. W. Robertson, 1985: On the use and significance
of isentropic potential vorticity maps, Quart. J. Roy. Meteor. Soc., 111, 877-946
Hoskins, B. J., y F. P. Bretherton, 1972: Atmospheric Frontogenesis Models:
Mathematical Formulation and Solution, J. Atmos. Sci., 29, 11-37
Hoskins, B. J., y K. I. Hodges, 2005: A New Perspective on Southern Hemisphere
Storm Tracks, J. Climate, 18, 4108-4129
Houghton, J. T., 1977: The stratosphere and mesosphere, Quart. J. Roy. Meteor. Soc.,
104, 1-29
Houghton, J., 2002: The Physics of Atmospheres, Cambridge University Press, Tercera
Edición, 320 pp.
Inatsu, M., y B. J. Hoskins, 2004: The Zonal Asymmetry of the Southern Hemisphere
Winter Storm Track, J. Climate, 17, 4882-4892
Johnson, R. H., 1986: Short-Term Variations of the Tropopause Height over the Winter
MONEX Area, J. Atmos. Sci., 43 (11), 1152-1163
Juckes, M. N., y M. E. McIntyre, 1987: A high-resolution one-layer model of breaking
planetary waves in the stratosphere, Nature, 328, 590-596
Kållberg, P., P. Berrisford, B. Hoskins, A. Simmons, S. Uppala, S. Lamy-Thépaut, y R.
Hine, 2005: ERA-40 Atlas, ERA-40 Project Report Series No. 19, European
Centre for Medium Range Weather Forecasts, Shinfield Park, Reading, England,
191 pp.+viii
Kasahara, A., 1974: Various Vertical Coordinate Systems Used for Numerical Weather
Prediction, Mon. Wea. Rev., 102, 509-522
Keyser, D., y M. A. Shapiro, 1986: A Review of the Structure and Dynamics of UpperLevel Frontal Zones, Mon. Wea. Rev., 114, 452-499
– 234 –
Keyser, D., y M. J. Pecnick, 1985a: A Two-Dimensional Primitive Equation Model of
Frontogenesis Forced by Confluence and Horizontal Shear, J. Atmos. Sci., 42
(12), 1259-1282
Keyser, D., y M. J. Pecnick, 1985b: Diagnosis of Ageostrophic Circulations in a TwoDimensional Primitive Equation Model of Frontogenesis, J. Atmos. Sci., 42 (12),
1283-1305
Keyser, D., y R. Rotunno, 1990: On the Formation of Potential-Vorticity Anomalies in
Upper-Level Jet-Front Systems, Mon. Wea. Rev., 118, 1914-1921
Kincaid, D., y W. Cheney, 1994: Análisis numérico: Las matemáticas del cálculo
científico, Addison-Wesley Iberoamericana, Wilmington, Delaware, EE.UU.,
718 pp.
Kochanski, A., 1972: Semiannual Variation at the Base of the Thermosphere, Mon.
Wea. Rev., 100 (3), 222-234
Kowol-Santen, J., y G. Ancellet, 2000: Mesoscale analysis of transport across the
subtropical tropopause, Geophys. Res. Lett., 27 (20), 3345-3348
Krishna Murthy, B. V., K. Parameswaran, y K. O. Rose, 1986: Temporal Variations of
the Tropical Tropopause Characteristics, J. Atmos. Sci., 43 (9), 914-922
Kutzbach, J. E., 1967: Empirical Eigenvectors of Sea-Level Pressure, Surface
Temperature and Precipitation Complexes over North America, J. Appl. Meteor.,
6, 791-802
Kutzbach, J. E., 1970: Large-scale features of monthly mean Northern Hemisphere
anomaly maps of sea-level pressure, Mon. Wea. Rev., 98 (9), 708-716
Lamarque, J.-F., A. O. Langford, y M. H. Proffitt, 1996: Cross-tropopause mixing of
ozone through gravity wave breaking: Observation and modeling, J. Geophys.
Res., 101 (D17), 22969-22976
– 235 –
Lamarque, J.-F., y P. G. Hess, 1994: Cross-Tropopause Mass Exchange and Potential
Vorticity Budget in a Simulated Tropopause Folding, J. Atmos. Sci., 51 (15),
2246-2269
Lattin, J., J. D. Carroll, y P. E. Green, 2003: Analyzing Multivariate Data, Duxbury
Press, 556 pp.
Lee, S., 1997: Maintenance of Multiple Jets in a Baroclinic Flow, J. Atmos. Sci., 54,
1726-1738
Lejenäs, H., 1984: Characteristics of Southern Hemisphere blocking as determined from
a time series of observational data, Quart. J. Roy. Meteor. Soc., 110, 967-979
Maddox, R. A., 1980: Mesoscale Convective Complexes, Bull. Amer. Meteor. Soc., 61
(11), 1374-1387
Maddox, R. A., 1983: Large-Scale Meteorological Conditions Associated with
Midlatitude, Mesoscale Convective Complexes, Mon. Wea. Rev., 111, 14751493
Mak, M., 1982: On Moist Quasi-Geostrophic Baroclinic Instability, J. Atmos. Sci., 39,
2028-2037
Manabe, S., y F. Möller, 1961: On the radiative equilibrium and heat balance of the
atmosphere, Mon. Wea. Rev., 89 (12), 503-532
Manabe, S., y R. F. Strickler, 1964: Thermal Equilibrium of the Atmosphere with a
Convective Adjustment, J. Atmos. Sci., 21, 361-385
Marengo, J. A., C. A. Nobre, y A. D. Culf, 1997: Climatic Impacts of “Friagens” in
Forested and Deforested Areas of the Amazon Basin, J. Appl. Meteor., 36, 15531566
Martius, O., C. Schwierz, y H. C. Davies, 2007: Breaking Waves at the Tropopause in
the Wintertime Northern Hemisphere: Climatological Analyses of the
– 236 –
Orientation and the Theoretical LC1/2 Classification, J. Atmos. Sci., 64, 25762592, doi:10.1175/JAS3977.1
Martius, O., C. Schwierz, y M. Sprenger, 2008: Dynamical Tropopause, Variability and
Potential Vorticity Streamers in the Northern Hemisphere ─A Climatologiacal
Analysis, Adv. Atmos. Sci., 25 (3), 367-379, doi:10.1007/s00376-008-0367-z
Mattocks, C., y R. Bleck, 1986: Jet Streak Dynamics and Geostrophic Adjustment
Processes during the Initial Stages of Lee Cyclogenesis, Mon. Wea. Rev., 114,
2033-2056
McIntyre, M. E., y T. N. Palmer, 1983: Breaking planetary waves in the stratosphere,
Nature, 305, 593-600
McIntyre, M. E., y T. N. Palmer, 1985: A Note on the General Concept of Wave
Breaking for Rossby and Gravity Waves, Pure Appl. Geophys., 123, 964-975
Meehl, G. A., 1991: A Reexamination of the Mechanism of the Semiannual Oscillation
in the Southern Hemisphere, J. Climate, 4, 911-926
Miller, J. E., 1948: On the concept of frontogenesis, J. Meteor., 5, 169-171
Montgomery, R. B., 1937: A suggested method for representing gradient flow in
isentropic surfaces, Bull. Amer. Meteor. Soc., 18, 210-212
Morgan, M. C., y J. W. Nielsen-Gammon, 1998: Using Tropopause Maps to Diagnose
Midlatitude Weather Systems, Mon. Wea. Rev., 128, 2555-2579
Mote, P. W., K. H. Rosenlof, M. E. McIntyre, E. S. Carr, J. C. Gille, J. R. Holton, J. S.
Kinnersley, H. C. Pumphrey, J. M. Russell III, y J. W. Waters, 1996: An
atmospheric tape recorder: The imprint of tropical tropopause temperatures on
stratospheric water vapor, J. Geophys. Res., 101 (D2), 3989-4006
Mudrick, S. E., 1974: A Numerical Study of Frontogenesis, J. Atmos. Sci., 31, 869-892
– 237 –
Müller, R., y G. Günther, 2003: A Generalized Form of Lait’s Modified Potential
Vorticity, J. Atmos. Sci., 60, 2229-2237
Myers, V. A., 1964: A cold front invasion of southern Venezuela, Mon. Wea. Rev., 92
(11), 513-521
Nakamura, H., y A. Shimpo, 2004: Seasonal Variations in the Southern Hemisphere
Storm Tracks and Jet Streams as Revealed in a Reanalysis Dataset, J. Climate,
17, 1828-1844
Newell, R. E., y S. Gould-Stewart, 1981: A Stratospheric Fountain?, J. Atmos. Sci., 38,
2789-2796
Newton, C. W., 1956: Mechanisms of circulation change during a lee cyclogenesis, J.
Meteor., 13, 528-539
Newton, C. W., 1959: Axial velocity streaks in the jet stream: Ageostrophic “inertial”
oscillations, J. Meteor., 16, 638-645
Nielsen-Gammon, J. W., 2001: A Visualization of the Global Dynamic Tropopause,
Bull. Amer. Meteor. Soc., 82 (6), 1151-1167
Nogués-Paegle, J., y K. C. Mo., 1997: Alternating Wet and Dry Conditions over South
America during Summer, Mon. Wea. Rev., 125, 279-291
North, G. R., T. L. Bell, R. F. Cahalan, y F. J. Moeng, 1982: Sampling Errors in the
Estimation of Empirical Orthogonal Functions, Mon. Wea. Rev., 110, 699-706
O’Sullivan, D. J., y M. H. Hitchman, 1992: Inertial Instability and Rossby Wave
Breaking in a Numerical Model, J. Atmos. Sci., 49 (12), 991-1002
Pan. L. L., W. J. Randel, B. L. Gary, M. J. Mahoney, y E. J. Hintsa, 2004: Definitions
and sharpness of the extratropical tropopause: A trace gas perspective, J.
Geophys Res., 109, D23103, doi:10.1029/2004JD004982
– 238 –
Panetta, R. L., 1993: Zonal Jets in Wide Baroclinically Unstable Regions: Persistence
and Scale Selection, J. Atmos. Sci., 50 (14), 2073-2106
Petty, G. W., 2008: A First Course in Atmospheric Thermodynamics, Sundog
Publishing, xiv + 336 pp.
Phillips, N. A., 1957: A coordinate system having some special advantages for
numerical forecasting, J. Meteor., 14, 184-185
Physick, W. L., 1981: Winter depression tracks and climatological jet streams in the
Southern Hemisphere during the FGGE year, Quart. J. Roy. Meteor. Soc., 107,
883-898
Polvani, L. M., y R. A. Plumb, 1992: Rossby Wave Breaking, Microbreaking,
Filamentation, and Secondary Vortex Formation: The Dynamics of a Perturbed
Vortex, J. Atmos. Sci., 49 (6), 462-476
Postel, G. A., y M. H. Hitchman, 1999: A Climatology of Rossby Wave Breaking along
the Subtropical Tropopause, J. Atmos. Sci., 56, 359-373
Postel, G. A., y M. H. Hitchman, 2001: A Case Study of Rossby Wave Breaking along
the Subtropical Tropopause, Mon. Wea. Rev., 129, 2555- 2569
Poulida, O., R. R. Dickerson, y A. Heymsfield, 1996: Stratosphere-tropopshere
exchange in a midlatitude mesoscale convective complex, 1, Observations, J.
Geophys. Res., 101 (D3), 6823-6836
Poulida, O., R. R. Dickerson, y A. Heymsfield, 1996: Stratosphere-tropopshere
exchange in a midlatitude mesoscale convective complex, J. Geophys. Res., 101
(D3), 6823-6836
Prezerakos, N. G., H. A. Flocas, y D. Brikas, 2006: The role of the interaction between
polar and subtropical jet in a case of depression rejuvenation over the Eastern
– 239 –
Mediterranean, Meteorol. Atmos. Phys., 92, 139-151, doi:10.1007/s00703-0050142-y
Price, J. D., y G. Vaughan, 1993: The potential for stratosphere–troposphere exchange
in cut-off low systems, Quart. J. Roy. Meteor. Soc., 119, 343-365
Quadrelli, R., C. S. Bretherton, y J. M. Wallace, 2005: On Sampling Errors in Empirical
Orthogonal Functions, J. Climate, 18, 3704-3710
Randel, W. J., D. J. Seidel, y L. L. Pan, 2007: Observational characteristics of double
tropopauses, J. Geophys. Res., 112, D07309, doi:10.1029/2006JD007904
Reed, R.J., 1955: A study of a characteristic type of upper-level frontogenesis, J.
Meteor., 12, 226-237
Reichler, T., M. Dameris, y R. Sausen, 2003: Determining the tropopause height from
griddded data, Geophys. Res. Lett., 30 (20), 2042, doi:10.1029/2003GL018240
Reiter, E. R., 1963: A Case Study of Radioactive Fallout, J. Appl. Meteor., 2 (6), 691705
Reiter, E. R., 1975: Stratospheric-Tropospheric Exchange Processes, Rev. Geophys.
Space Phys., 13 (4), 459-474
Reiter, E. R., y J. D. Mahlman, 1965: Heavy Radioactive Fallout over the Southern
United States, November 1962, J. Geophys. Res., 70 (18), 4501-4520
Revell, M. J., y B. J. Hoskins, 1984: Orographically Induced Rossby Wave Instabilities,
J. Atmos. Sci., 41 (1), 51-67
Richman, M. B., 1986: Rotation of Principal Components, J. Climatol., 6, 293-335
Richman, M. B., y X. Gong, 1999: Relationships between the Definition of the
Hyperplane Width to the Fidelity of Principal Component Loading Patterns, J.
Climate, 12, 1557-1576
– 240 –
Rood, R. B., A. R. Douglass, M. C. Cerniglia, y W. G. Read, 1997: Synoptic-scale mass
exchange from the troposphere to the stratosphere, J. Geophys. Res., 102 (D19),
23467-23485
Salio, P., M. Nicolini, y E. J. Zipser, 2007: Mesoscale Convective Systems over
Southeastern South America and Their Relationship with the South American
Low-Level Jet, Mon. Wea. Rev., 135, 1290-1309, doi:10.1175/MWR3305.1
Santer, B. D., R. Sausen, T. M. L. Wigley, J. S. Boyle, K. AchutaRao, C. Doutriaux, J.
E. Hansen, G. A. Meehl, E. Roeckner, R. Ruedy, G. Schmidt, y K. E. Taylor,
2003: Behavior of tropopause height and atmospheric temperature in models,
reanalyses, and observations: Decadal changes, J. Geophys. Res., 108 (D1),
4002, doi:10.1029/2002JD002258
Schneider, T., 2004: The Tropopause and the Thermal Stratification in the Extratropics
of a Dry Atmosphere, J. Atmos. Sci., 61 (12), 1317-1340
Schneider, T., 2007: The Thermal Stratification of the Extratropical Troposphere, The
Global Circulation of the Atmosphere, T. Schneider y A. H. Sobel, Eds.,
Princeton University Press, 47-77
Schoeberl, M. R., 2004: Extratropical stratosphere-troposphere mass exchange, J.
Geophys. Res., 109, D13303, doi:10.1029/2004JD004525
Seidel, D. J., R. J. Ross, J. K. Angell, y G. C. Reid, 2001: Climatological characteristics
of the tropical tropopause as revealed by radiosondes, J. Geophys. Res., 106
(D8), 7857-7878
Seidel, D. J., y W. J. Randel, 2006: Variability and trends in the global tropopause
estimated
from
radiosonde
data,
doi:10.1029/2006JD007363
– 241 –
J.
Geophys.
Res.,
111,
D21101,
Seidel, D. J., y W. J. Randel, 2007: Recent widening of the tropical belt: Evidence from
tropopause
observations,
J.
Geophys.
Res.,
112,
D20113,
doi:10.1029/2007JD008861
Selkirk, H. B., 1993: The Tropopause Cold Trap in the Australian Monsoon During
STEP/AMEX 1987, J. Geophys. Res., 98 (D5), 8591-8610
Shapiro, M. A., 1976: The Role of Turbulent Heat Flux in the Generation of Potential
Vorticity in the Vicinity of Upper-Level Jet Stream Systems, Mon. Wea. Rev.,
104, 892-906
Shapiro, M. A., 1978: Further Evidence of the Mesoscale and Turbulent Structure of
Upper Level Jet Stream-Frontal Zone Systems, Mon. Wea. Rev., 106, 1100-1111
Shapiro, M. A., 1980: Turbulent Mixing within Tropopause Folds as a Mechanism for
the Exchange of Chemical Constituents between the Stratosphere and
Troposphere, J. Atmos. Sci., 37, 994-1004
Shapiro, M. A., 1981: Frontogenesis and Geostrophically Forced Circulations in the
Vicinity of Jet Stream-Frontal Zone Systems, J. Atmos. Sci., 38, 954-973
Shapiro, M. A., R. C. Schnell, F. P. Parungo, S. J. Oltmans, y B. A. Bodhaine, 1984: El
Chichon Volcanic Debris in an Arctic Tropopause Fold, Geophys. Res. Lett., 11
(5), 421-424
Shapiro, M. A., T. Hampel, y A. J. Krueger 1987: The Arctic Tropopause Fold, Mon.
Wea. Rev., 115, 444-454
Shapiro, M. A., y P. J. Kennedy, 1981: Research Aircraft Measurements of Jet Stream
Geostrophic and Ageostrophic Winds, J. Atmos. Sci., 38, 2642-2652
Shenk, W. E., 1974: Cloud Top Height Variability of Strong Convective Cells, J. Appl.
Meteor., 13, 917-922
– 242 –
Shepherd, T. G., 2002: Issues in Stratosphere-troposphere Coupling, J. Meteor. Soc.
Japan, 80 (4B), 769-792
Sinclair, M. R., 1995: A Climatology of Cyclogenesis for the Southern Hemisphere,
Mon. Wea. Rev., 123, 1601-1619
Smith, R. B., 2003: Mountain Meteorology, en J. R. Holton, J. A. Curry y J. A. Pyle
(eds.), Encyclopedia of Atmospheric Sciences, Vol. 3, pp. 1400-1405, Academic
Press
Spaete, P., D. R. Johnson, y T. K. Schaack, 1994: Stratospheric–Tropospheric Mass
Exchange during the President’s Day Storm, Mon. Wea. Rev., 122, 424-439
Sprenger, M, H. Wernli, y M. Bourqui, 2007: Stratosphere–Troposphere Exchange and
Its Relation to Potential Vorticity Streamers and Cutoffs near the Extratropical
Tropopause, J. Atmos. Sci., 64, 1587-1602, doi:10.1175/JAS3911.1
Spurk, J., 1997: Fluid Mechanics, Springer-Verlag, Berlin, Heidelberg, Alemania, 513
pp.
Staley, D. O., 1960: Evaluation of potential-vorticity changes near the tropopause and
the related vertical motions, vertical advection of vorticity, and transfer of
radioactive debris from stratosphere to troposphere, J. Meteor., 17, 591-620
Staley, D. O., 1962: On the Mechanism of Mass and Radioactivity Transport from
Stratosphere to Troposphere, J. Atmos. Sci., 19, 450-467
Staley, D. O., 1982: Strontium-90 in Surface Air and the Stratosphere: Some
Interpretations of the 1963–75 Data, J. Atmos. Sci., 39, 1571-1590
Staley, D. O., y R. L. Gall, 1977: On the Wavelength of Maximum Baroclinic Stability,
J. Atmos. Sci., 34 (11), 1679-1688
– 243 –
Steinbrecht, W., H. Claude, U. Köhler, y K. P. Hoinka, 1998: Correlations between
tropopause height and total ozone: Implications for long-term changes, J.
Geophys. Res., 103 (D15), 19183-19192
Stensrud, D. J., 1996: Importance of Low-Level Jets to Climate: A Review, J. Climate,
9, 1698-1711
Stohl, A., P. Bonasoni, P. Cristofanelli, W. Collins, J. Feichter, A. Frank, C. Forster, E.
Gerasopoulos, H. Gäggeler, P. James, T. Kentarchos, H. Kromp-Kolb, B.
Krüger, C. Land, J. Meloen, A. Papayannis, A. Priller, P. Seibert, M. Sprenger,
G. J. Roelofs, H. E. Scheel, C. Schnabel, P. Siegmund, L. Tobler, T. Trickl, H.
Wernli, V. Wirth, P. Zanis, y C. Zerefos, 2003: Stratosphere-tropopshere
exchange: A review, and what we have learned from STACCATO, J. Geophys.
Res., 108 (D12), 8516, doi:10.1029/2002JD002490
Sun, D.-Z., y R. S. Lindzen, 1994: A PV View of the Zonal Mean Distribution of
Temperature and Wind in the Extratropical Troposphere, J. Atmos. Sci., 51 (5),
757-772
Telegadas, K., y R. J. List, 1969: Are Particulate Radioactive Tracers Indicative of
Stratospheric Motions?, J. Geophys. Res., 74 (6), 1339-1350
Thompson, D. W. J., M. P. Baldwin, y S. Solomon, 2005: Stratosphere-Troposphere
Coupling in the Southern Hemisphere, J. Atmos. Sci., 62, 708-715
Thorpe, A. J., 1986: Synoptic Scale Disturbances with Circular Symmetry, Mon. Wea.
Rev., 114, 1384-1389
Thuburn, J., y G. C. Craig, 1997: GCM Theories for the Height of the Tropopause, J.
Atmos. Sci., 54, 869-882
Thuburn, J., y G. C. Craig, 2000: Stratospheric Influence on Tropopause Height: The
Radiative Constraint, J. Atmos. Sci., 57, 17-28
– 244 –
Tracton, M. S., 1973: The Role of Cumulus Convection in the Development of
Extratropical Cyclones, Mon. Wea. Rev., 101 (7), 573-593
Trenberth, K. E., 1991: Storm Tracks in the Southern Hemisphere, J. Atmos. Sci., 48
(19), 2159-2178
Uccellini, L. W., 1980: On the role of Upper Tropospheric Jet Streaks and Leeside
Cyclogenesis in the Development of Low-Level Jets in the Great Plains, Mon.
Wea. Rev., 108, 1689-1696
Uccellini, L. W., 1986: The Possible Influence of Upstream Upper-Level Baroclinic
Processes on the Development of the QE II Storm, Mon. Wea. Rev., 114, 10191027
Uccellini, L. W., D. Keyser, K. F. Brill, y C. H. Wash, 1985: The President’s Day
Cyclone of 18–19 February 1979: Influence of Upstream Trough Amplification
and Associated Tropopause Folding on Rapid Cyclogenesis, Mon. Wea. Rev.,
113, 962-988
Uccellini, L. W., R. A. Petersen, K. F. Brill, P. J. Kocin, y J. J. Tuccillo, 1987:
Synergistic Interactions between an Upper-Level Jet Streak and Diabatic
Processes that Influence the Development of a Low-Level Jet and a Secondary
Coastal Cyclone, Mon. Wea. Rev., 115, 2227-2261
Uccellini, L. W., y D. R. Johnson, 1979: The Coupling of Upper and Lower
Tropospheric Jet Streaks and Implications for the Development pf Severe
Convective Storms, Mon. Wea. Rev., 107, 682-703
Vallis, G. K., 2006: Atmospheric and Oceanic Fluid Dynamics: Fundamentals and
Large-Scale Circulation, Cambridge University Press, 745 pp.
Velasco, I., y G. V. Necco, 1981: Características del campo térmico de la atmósfera
libre de la República Argentina, Meteorológica, XII (2), 7-22
– 245 –
Velasco, I., y J. M. Fritsch, 1987: Mesoscale Convective Complexes in the Americas, J.
Geophys. Res., 92 (D8), 9591-9613
Vera, C. S., y P. K. Vigliarolo, 2000: A Diagnostic Study of Cold-Air Outbreaks over
South America, Mon. Wea. Rev., 128, 3-24
Vera, C., J. Baez, M. Douglas, C. B. Emmanuel, J. Marengo, J. Meitin, M. Nicolini, J.
Nogues-Paegle, J. Paegle, O. Penalba, P. Salio, C. Saulo, M. A. Silva Dias, P.
Silva Dias, y E. Zipser, 2006: The South American Low-Level Jet Experiment,
Bull. Amer. Meteor. Soc., 87, 63-77
Verkley, W. T. M., 1994: Tropopause Dynamics and Planetary Waves, J. Atmos. Sci.,
51 (4), 509-529
Wallis, T. W. R., 1998: A Subset of Core Stations from the Comprehensive Aerological
Reference Dataset (CARDS), J. Climate, 11, 272-282
Wandishin, M. S., J. W. Nielsen-Gammon, y D. Keyser, 2000: A Potential Vorticity
Diagnostic Approach to Upper-Level Frontogenesis within a Developing
Baroclinic Wave, J. Atmos. Sci., 57, 3918-3938
Wang, K.-Y., D. E. Shallcross, y J. A. Pyle, 2002: Seasonal variations and vertical
movement of the tropopause in the UTLS region, Ann. Geophys., 20, 871-874
Wernli, H., y M. Sprenger, 2007: Identification and ERA-15 Climatology of Potential
Vorticity Streamers and Cutoffs near the Extratropical Tropopause, J. Atmos.
Sci., 64, 1569-1586,doi:10.1175/JAS3912.1
Wirth, V., 1995: Diabatic heating in an axisymmetric cut-off cyclone and related
stratosphere–troposphere exchange, Quart. J. Roy. Meteor. Soc., 121, 127-147
Wirth, V., 2000: Thermal versus dynamical tropopause in upper-tropospheric balanced
flow anomalies, Quart. J. Roy. Meteor. Soc., 126, 299-317
– 246 –
Wirth, V., 2001: Cyclone-Anticyclone Asymmetry Concerning the Height of the
Thermal and the Dynamical Tropopause, J. Atmos. Sci., 58, 26-37
Wirth, V., y J. Egger, 1999: Diagnosing extratropical synoptic-scale stratospheretroposphere exchange: A case study, Quart. J. Roy. Meteor. Soc., 125, 635-655
World Meteorological Organization (WMO), 1986: Atmospheric Ozone 1985: Global
ozone research and monitoring report, Report 16, World Meteorological
Organization, Ginebra, Suiza, 392 pp.
World Meteorological Organization (WMO), 1992: International Meteorological
Vocabulary, WMO – No. 182, Segunda Edición, Secretariat of the World
Meteorological Organization, Ginebra, Suiza, 784 pp.
Yuchechen, A. E., 2004: Aspectos climáticos de la tropopausa en latitudes
extratropicales sobre la República Argentina, Tesis de Licenciatura
Yuchechen, A. E., S. A. Bischoff, y P. O. Canziani, 2004: La relación columna total de
ozono con la tropopausa sobre la República Argentina: variabilidad y cambio,
XXII Reunión Científica de la Asociación Argentina de Geofísicos y Geodestas,
disponible en CD
Yuchechen, A. E., S. A. Bischoff, y P. O. Canziani, 2007a: Frequency distributions for
tropopause pressure, height and temperature over the southeastern tip of South
America, Abstracts of the Seventh Annual Meeting of the European
Meteorological Society/Eighth European Conference on Applications of
Meteorology, Vol. 4, EMS-2007-A-00141, disponible en CD, ISSN 1812-7053
Yuchechen, A. E., S. A. Bischoff, y P. O. Canziani, 2007b: Monthly frequency
distributions for tropopause variables over Mexico and their relation to the
Tropical Western Hemisphere Warm Pool, Memorias del XVI Congreso
– 247 –
Mexicano
de
Meteorología,
disponible
on-line
en
http://www.ommac.org/memoria2007/document/extendido/ext07016.pdf
Yuchechen, A. E., S. A. Bischoff, y P. O. Canziani, 2009: Latitudinal height couplings
between single tropopause and 500 and 100 hPa in the Southern Hemisphere,
Int. J. Climatol., en prensa
Zängl, G., y K. P. Hoinka, 2001: The Tropopause in the Polar Regions, J. Climate, 14,
3117-3139
Zdunkowski, W., y A. Bott, 2003: Dynamics of the Atmosphere: A Course in
Theoretical Meteorology, Cambridge University Press, xviii + 719 pp.
Zhang, C., 1993: Large-Scale Variability of Atmospheric Deep Convection in Relation
to Sea Surface Temperature in the Tropics, J. Climate, 6, 1898-1913
Zhou, X., M. A. Geller, y M. Zhang, 2001a: Tropical Cold Point Tropopause
Characteristics Derived from ECMWF Reanalyses and Soundings, J. Climate,
14, 1823-1838
Zhou, X.-L., M. A. Geller, y M. Zhang, 2001b: Cooling trends of the tropical cold point
tropopause temperatures and its implications, J. Geophys. Res., 106 (D2), 15111522
Zierl, B., y V. Wirth, 1997: The influence of radiation on tropopause behavior and
stratosphere-troposphere exchange in an upper tropospheric anticyclone, J.
Geophys. Res., 102 (D20), 23883-23894
– 248 –
APÉNDICE A – VORTICIDAD POTENCIAL
COORDENADAS
CARTESIANAS,
POLARES
PLANAS
Y
POLARES
ESFÉRICAS
La elección de un sistema de coordenadas apropiado básicamente radica en la
conveniencia. Sin dudas, el sistema de coordenadas más utilizado es el cartesiano
probablemente porque también es el más simple. El vector posición en dicho sistema de
coordenadas se describe como r = xxˆ + yyˆ + zzˆ , donde xˆ, yˆ , zˆ representan a los versores
unitarios
(1,0,0)T , (0,1,0)T , (0,0,1)T ,
respectivamente. Es dentro de este marco de
referencia que se introducen las ecuaciones que gobiernan el comportamiento físico de
cualquier sistema, como ser las ecuaciones de la mecánica de fluidos. La versión
bidimensional, i.e. z = 0 , es r = xxˆ + yyˆ . Según se muestra en la Figura A.1,
alternativamente puede escribirse r = r (cos θ xˆ + senθ yˆ ) .
– 249 –
Figura A.1 – Coordenadas polares planas
De esta forma un punto en el plano puede ser descrito por el par ( x, y ) o bien por
el par
(r ,θ ) ,
siempre y cuando el Jacobiano de la transformación
(x, y ) → (r ,θ )
definido como J ≡ ∂ ( x, y ) ∂ (r ,θ ) sea distinto de cero. Para este caso particular se tiene
que
∂ ( x, y ) cos θ
=
∂ (r , θ ) senθ
− rsenθ
=r
r cos θ
( A.1)
El Jacobiano de la transformación ( x, y ) → (r ,θ ) se anula sólo en el origen, por lo que
las coordenadas polares planas definen un buen sistema de coordenadas. Las relaciones
– 250 –
básicas entre ambos sistemas de coordenadas son r = x 2 + y 2
y tgθ = y x .
Definiendo rˆ = cos θ xˆ + senθ yˆ se tiene en notación más compacta que r = rrˆ .
Es de suma utilidad conocer la forma en la que el vector posición varía con el
tiempo, i.e. la velocidad. Puesto que los versores cartesianos son fijos, en coordenadas
cartesianas dr dt = dx dt xˆ + dy dt yˆ + dz dt zˆ . Naturalmente, cuando z = cte se tendrá
que dr dt = dx dt xˆ + dy dt yˆ . Para las coordenadas polares planas, en cambio, vale que
dr dt = dr dt rˆ + r drˆ dt , en vista de que el versor r̂ es dependiente de la posición.
Definiendo el versor unitario θˆ ≡ −senθ xˆ + cos θ yˆ se verifica que drˆ dt = dθ dt θˆ .
Así, se obtiene que la variación temporal del vector posición descrito en coordenadas
polares planas es
dr dr
dθ ˆ
=
rˆ + r
θ
dt dt
dt
( A.2)
Es importante destacar que los versores r̂ y θˆ son ortogonales en el sentido de que el
producto escalar entre ellos es nulo, i.e. rˆ, θˆ = 0 .
Para las coordenadas polares planas también es interesante obtener la variación
temporal de la velocidad, i.e. la aceleración, definida como d 2 r dt 2 . En vista de que
los versores polares varían con el tiempo
dr drˆ dr dθ ˆ  d 2θ ˆ dθ dθˆ 
d 2r d 2 r
ˆ
=
+
+
θ + r 2 θ +
r
dt dt 
dt dt dt dt
dt 2
dt 2
 dt
– 251 –
( A.3)
De la definición de θˆ se tiene que dθˆ dt = − dθ dt rˆ . La expresión para la aceleración
será entonces
2
d 2θ  ˆ
d 2r  d 2 r
 dθ    dr dθ
ˆ

θ
r
=
−
r
r
2
+
+



 
dt 2 
dt 2  dt 2
 dt    dt dt
A
modo
de
simplificación
r ≡ dr dt , r ≡ d 2 r dt 2 , θ ≡ dθ dt
(
) (
para
la
notación
suele
( A.4)
escribirse
y θ ≡ d 2θ dt 2 , con lo que r = rrˆ + rθθˆ
y
)
r = r − rθ 2 rˆ + 2rθ + rθ θˆ para coordenadas polares planas.
Cuando el movimiento no se desarrolla en un plano sino en el espacio se
necesita una tercera coordenada para que el vector posición sea representado
apropiadamente. Según la Figura A.2 r = r [cos ϕ (cos θ xˆ + senθ yˆ ) + senϕ zˆ ] . Este es el
sistema de coordenadas polares esféricas y se tiene entonces la transformación
(x, y, z ) → (r ,θ , ϕ ) para la cual el Jacobiano
cos ϕ cos θ
∂ ( x, y , z )
= cos ϕ senθ
∂ (r ,θ , ϕ )
senϕ
J ≡ ∂ ( x, y, z ) ∂(r , θ , ϕ ) es
− r cos ϕsenθ
− rsenϕ cos θ
r cos ϕ cos θ
0
− rsenϕ senθ = r 2 cos ϕ
rcosϕ
( A.5)
Dicho Jacobiano sólo se anula sobre el eje z , razón por la que las coordenadas polares
esféricas también son un buen sistema de coordenadas.
– 252 –
Figura A.2 – Coordenadas polares esféricas
En analogía con las coordenadas polares planas puede escribirse r = rrˆ siempre
y
cuando
rˆ ≡ cos ϕ (cos θ xˆ + senθ yˆ ) + senϕ zˆ .
θˆ ≡ (− senθ xˆ + cosθ yˆ )
y
Si
se
definen
ϕˆ = − senϕ (cos θ xˆ + senθ yˆ ) + cosϕ zˆ
se
los
versores
verifica
que
rˆ = θθˆ + ϕ ϕˆ . Además, la terna de versores r̂θˆϕˆ es ortogonal. La expresión para la
velocidad en este sistema de coordenadas será
( A.6)
r = rrˆ + rθ cos ϕθˆ + rϕϕˆ
Para calcular la aceleración en coordenadas polares esféricas, además de conocer
rˆ es necesario conocer los valores de θˆ y ϕˆ . Si se efectúan los cálculos a fuerza bruta
se obtiene que θˆ = −θ (cos θ xˆ + senθ yˆ ) y ϕˆ = −θ senϕ θˆ − ϕ ϕˆ . La expresión para ϕˆ
ya
se
encuentra
expresada
en
términos
– 253 –
de
variables
pertinentes,
aunque
desafortunadamente en la expresión de θˆ aparecen los versores cartesianos. Para
continuar es necesario escribir los versores cartesianos en términos de versores polares
(
)
esféricos. A tal fin, la transformación ( xˆ , yˆ , zˆ ) → rˆ, θˆ, ϕˆ puede compactarse en forma
matricial como
 rˆ   cos ϕ cos θ
 ˆ 
 θ  =  - senθ
 ϕˆ   - senϕ cosθ
  
cos ϕ senθ
cosθ
− senϕ senθ
senϕ  xˆ 
 
0  yˆ 
cos ϕ  zˆ 
( A.7 )
La matriz que interviene es una matriz de rotación, con la propiedad de que su
determinante es igual a 1, lo cual significa que el efecto de la transformación es rotar el
vector inicial sin cambiar su magnitud. Asimismo, la transformación inversa
(rˆ,θˆ,ϕˆ ) → (xˆ, yˆ , zˆ ) se obtiene mediante
 xˆ   cos ϕ cos θ
  
 yˆ  =  cos ϕ senθ
 zˆ   senϕ
  
− senθ
cosθ
0
− senϕ cosθ  rˆ 
 
− senϕ senθ  θˆ 
 ϕˆ 
cos ϕ
 
( A.8)
La matriz que aparece es ( A.7 ) es la inversa de la que aparece en ( A.8) . Naturalmente,
esta nueva matriz es otra matriz de rotación. La relación ( A.8) es necesaria para poder
expresar θˆ en términos de los versores polares esféricos. Es importante destacar que la
variación temporal de cada versor polar esférico es perpendicular a él, i.e. rˆ, drˆ dt = 0
y relaciones análogas para los versores restantes. Finalmente, la expresión para la
aceleración en coordenadas polares esféricas es
– 254 –
(
) (
cos ϕ senϕ )ϕˆ
)
r = r − rθ 2 cos 2 ϕ − rϕ 2 rˆ + rθ 2 cos ϕ + 2rθ cos ϕ − 2rθϕ senϕ θˆ +
(
+ rϕ + 2 rϕ + rθ
2
2
( A.9)
COORDENADAS GENERALIZADAS EN LA ATMÓSFERA
Las expresiones para la velocidad y la aceleración presentadas hasta el momento
han sido introducidas con el propósito de familiarizar al lector con las coordenadas más
usuales utilizadas en el estudio de sistemas físicos. Claramente, cuando una partícula se
mueve describiendo una órbita circular el sistema de coordenadas óptimo a utilizar será
el polar plano. Asimismo, si se describe una órbita esférica la elección natural sería un
sistema de coordenadas polares esféricas. En la atmósfera, para la cual usualmente la
coordenada vertical es la coordenada más relevante, un sistema de coordenadas tan
simple como el cartesiano no siempre es el más adecuado. Puede suponerse, en cambio,
que ( x, y, α , t ) será el más conveniente para el caso más general. Aquí α es una
variable que representa, sin lugar a ambigüedades, a la coordenada vertical.
Matemáticamente, la condición de que no existan ambigüedades se traduce en
J ≡ ∂ ( x, y, z ) ∂( x, y, α ) ≠ 0 . Ahora bien, el Jacobiano puede escribirse en la forma
∂x ∂x ∂x ∂y ∂x ∂α
∂ ( x, y , z )
= ∂y ∂x ∂y ∂y ∂y ∂α
∂ ( x, y , α )
∂z ∂x ∂z ∂y ∂z ∂α
( A.10)
Es evidente que las derivadas incluidas en la diagonal de la matriz anterior son las
únicas distintas de cero, por lo que J = ∂z ∂α . Por ejemplo, si se elige a la presión p
como coordenada vertical y se supone válida la aproximación hidrostática se tiene
– 255 –
J = ∂z ∂p = −(ρg ) , cantidad que es distinta de cero para toda la extensión de la
−1
atmósfera. El sistema de coordenadas ( x, y, p ) se denomina isobárico. Luego, la presión
es una buena coordenada vertical para la atmósfera, pero sólo aplicable a las grandes
escalas, ya que para escalas pequeñas la aproximación hidrostática deja de ser válida.
Una de las ventajas del sistema isobárico es que la ecuación de continuidad es una
ecuación de diagnóstico [e.g. Holton, 2004]. Es interesante mencionar que el uso de la
presión como coordenada vertical no se restringe a un simple y elegante cambio de
variable sino que, más bien, responde al hecho de que es conveniente que las distintas
variables de la atmósfera se encuentren disponibles para ciertos niveles fijos de presión,
i.e. niveles estándar, de manera tal de poder efectuar comparaciones para distintos
tiempos. Un clásico ejemplo de esto último lo conforman los datos de reanálisis.
Para la atmósfera, la mayoría de las diferentes coordenadas verticales ha surgido
con el objeto de optimizar los pronósticos numéricos [Phillips, 1957; Kasahara, 1974].
El resto de este capítulo se dedicará al sistema de coordenadas generalizado ( x, y, α ) .
En vista de que un escalar no puede variar según el sistema de coordenadas en el que se
encuentre expresado, si A = A( x, y, z , t ) es una cantidad escalar se deberá cumplir que
A = A( x, y, z , t ) = A( x, y, α , t ) . Cuando y = cte se verifica que
∂A  ∂z 
 ∂A 
 ∂A 
 
  =  +
 ∂x α  ∂x  z ∂z  ∂x α
( A.11)
La expresión anterior muestra la relación que deben satisfacer las tasas de variación
∂A ∂x cuando son calculadas sobre dos superficies distintas z = cte y α = cte . La regla
de la cadena establece que ∂A ∂z = ∂A ∂α ∂α ∂z , de manera que
– 256 –
∂A ∂α  ∂z 
 ∂A 
 ∂A 
 
  =  +
 ∂x α  ∂x  z ∂α ∂z  ∂x α
( A.11a )
 ∂A 
 ∂A 
∂A ∂α  ∂z 
  =   +
 
 ∂y α  ∂y  z ∂α ∂z  ∂y  α
( A.11b )
∂A ∂α  ∂z 
 ∂A 
 ∂A 
 
  =  +
 ∂t α  ∂t  z ∂α ∂z  ∂t α
( A.11c )
Análogamente
ya que no existe razón para suponer que las variables x, y, t tienen distinta jerarquía.
El gradiente de A calculado sobre una superficie α = cte se define como
 ∂A 
 ∂A 
∇ α A =   xˆ +   yˆ
 ∂x α
 ∂y  α
( A.12)
Insertando las ecuaciones ( A.11a ) y ( A.11b ) en ( A.12) se obtiene que
 ∂A 
 ∂z 
∂A ∂α  ∂z 
 ∂A 
∇ α A =   xˆ +   yˆ +
  xˆ +  
∂α ∂z  ∂x α
 ∂x  z
 ∂y  z
 ∂y  α

∂A ∂α
∇α z
yˆ  = ∇ z A +
∂α ∂z

( A.13)
La derivada individual de A , i.e. la que se experimenta siguiendo el
movimiento, se define como
– 257 –
∂A
dA ∂A ∂A dx ∂A dy ∂A dz ∂A
=
+
+
+
=
+ v ⋅∇z A + w
∂z
dt
∂t ∂x dt ∂y dt ∂z dt ∂t
( A.14)
donde v es la velocidad tridimensional, es decir v = dx dt xˆ + dy dt yˆ + dz dt zˆ . A
partir de ( A.11c ) y de ( A.13) se tiene, respectivamente, que
 ∂z  ∂A ∂α
 ∂A 
 ∂A 
  =   − 
 ∂t  z  ∂t  α  ∂t α ∂α ∂z
∇ z A = ∇α A −
∂A ∂α
∇α z
∂α ∂z
( A.15)
( A.16)
y reemplazando ( A.15) y ( A.16) en ( A.14)

 ∂A ∂α
dA  ∂A 
 ∂z 
=   + v ⋅ ∇α A + w −   − v ⋅ ∇ α z 
dt  ∂t α
 ∂t α

 ∂α ∂z
( A.17 )
Por un lado la ecuación anterior expresa a la variación temporal de la cantidad
A usando el hecho de que A = A( x, y, z , t ) = A( x, y, α , t ) . Asimismo, también se tiene
que
dα ∂A
dA  ∂A 
=   + v ⋅ ∇α A +
dt ∂α
dt  ∂t α
( A.18)
Comparando ( A.17 ) y ( A.18) se encuentra que la velocidad vertical generalizada es
– 258 –
 ∂α
dα 
 ∂z 
= w −   − v ⋅ ∇α z 
dt 
 ∂t α
 ∂z
( A.19)
COORDENADAS ISENTRÓPICAS
El punto de partida es la ecuación de movimiento vectorial de grandes escalas
expresada en el sistema de coordenadas cartesiano ( x, y, z ) , la cual es
dv
1
+ f zˆ × v = − ∇ z p + F
dt
ρ
( A.20)
Los términos subrayados en la ecuación anterior conforman la ecuación de viento
geostrófico, viento que no es acelerado, es horizontal y paralelo a las isobaras. Con
respecto a la ecuación de viento geostrófico, las variaciones incluidas en la ecuación
( A.20) permiten que el viento sea acelerado, como así también se permite la presencia
de fuerzas de fricción. En la ecuación anterior v denota al viento tridimensional, i.e.
v = uxˆ + vyˆ + wzˆ , f = 2Ωsenϕ es el parámetro de Coriolis, con Ω la velocidad de
rotación terrestre y ϕ la latitud, ρ es la densidad, p es la presión, g corresponde a la
aceleración de la gravedad y F representa a las fuerzas de fricción. Usando ( A.16) para
la presión se encuentra que
∇ z p = ∇α p −
∂ p ∂α
∇α z
∂α ∂z
– 259 –
( A.21)
e insertando ( A.21) en ( A.20) se tiene que
∂ p ∂α
dv
1

+ f zˆ × v = −  ∇ α p −
∇α z  + F
dt
∂α ∂z
ρ

( A.20a )
La expresión ∂p ∂α ∂α ∂z se obtiene por medio de la aproximación hidrostática. En
efecto
∂p ∂p ∂α
=
= − ρg
∂z ∂α ∂z
( A.21)
De esta forma las ecuaciones de movimiento en un sistema de coordenadas generalizado
(x, y, α , t ) resultan ser
1
dv
+ f zˆ × v = − ∇ α p − ∇ α gz + F
ρ
dt
( A.20b )
En lo que sigue se utilizará el sistema de coordenadas isentrópico ( x, y,θ , t ) .
Adaptando ( A.20b ) para este sistema de coordenadas particular resulta que
dv
1
+ f zˆ × v = − ∇ θ p − ∇ θ gz + F
dt
ρ
Expandiendo dv dt
– 260 –
( A.20c )
∂v
∂v
1
+ v ⋅ ∇ θ v = −θ
− f k × v − ∇ θ p − ∇ θ gz + F
ρ
∂t
∂θ
( A.20d )
El próximo paso es encontrar una expresión para ρ −1∇ θ p , para lo cual se hará
uso de la ecuación de gas ideal
( A.21)
p = ρRT
en la que p es la presión, ρ representa a la densidad, T es la temperatura y R es la
constante de los gases. Así,


1
∇ θ p = R ∇ θ T + T∇ θ ρ 
ρ
ρ


( A.22a )
1
Para calcular ∇θ ρ se necesita introducir el concepto de temperatura potencial, cantidad
definida como
p 
θ = T  0 
 p 
κ
( A.23)
siendo p 0 una presión de referencia –usualmente 1000 hPa– y κ = R C p , con C p el
calor específico del aire a presión constante, mientras que las variables restantes ya han
sido mencionadas. Diferenciando a ambos lados de
eliminar p se llega a
– 261 –
( A.23)
y usando
( A.21)
para
d ln θ = d ln T − κ (d ln ρ + d ln T )
( A.24)
Bajo la suposición de que θ se mantiene constante, i.e. procesos isentrópicos, de ( A.24)
se obtiene que
1 − κ dT dρ
=
κ T
ρ
( A.25a )
Como C p = C v + R se verifica que (1 − κ ) κ = C v R , siendo C v el calor específico del
aire a volumen constante.
Lo que refleja ( A.25) es una relación entre diferenciales, aunque se necesita una
relación entre gradientes para ( A.22a ) . Sin embargo, para una cantidad escalar h se
observa que dh = (∂h ∂x )dx + (∂h ∂y )dy = (∇ θ h ).dr .
Utilizando
esta
relación
( A.25a ) expresa que
C v dT dρ  C v ∇ θ T ∇ θ ρ 
 .d r = 0
−
=
−
R T
ρ  R T
ρ 
( A.25b )
Como dr es una cantidad arbitraria, necesariamente se debe verificar
Cv ∇θ T ∇θ ρ
=
R T
ρ
por lo que
– 262 –
( A.25c )
R
ρ
T∇ θ ρ = C v ∇ θ T
( A.25d )
Insertando ( A.25d ) en ( A.22a ) se tiene
1
ρ
∇θ p = C p ∇θ T
( A.22b )
Finalmente, usando este último resultado ( A.20d ) puede expresarse como
∂v
∂v
+ v ⋅ ∇ θ v = −θ
− f k × v − ∇θ Ψ + F
∂t
∂θ
( A.20e)
La cantidad Ψ = C p T + gz es la función corriente de Montgomery [Montgomery,
1937]. Efectuando un paralelismo entre la ecuación de viento geostrófico en el sistema
( x, y , z )
el viento geostrófico en el sistema isentrópico se encuentra por medio de los
dos términos subrayados. De esta forma, el viento geostrófico es paralelo a la isolíneas
de la función corriente de Montgomery.
Para continuar, es necesario encontrar la expresión isentrópica para la vorticidad
de eje vertical, que se obtiene tomando el rotor ∇ θ × de la ecuación ( A.20e )
∂v
 ∂v

− f k × v − ∇θ Ψ + F 
∇ θ ×  + v ⋅ ∇ θ v = −θ
∂θ
 ∂t

– 263 –
( A.26a )
El efecto del operador ∇θ × sobre cada uno de los términos de ( A.26a ) se analiza
abajo.
•
∇θ es independiente de t , ∇ θ × y ∂ ∂t pueden
En vista de que el operador
intercambiarse y entonces ∇ θ ×
∂v ∂ (∇ θ × v ) ∂ζ θ
=
=
zˆ . En la expresión anterior
∂t
∂t
∂t
 ∂v   ∂u 
 −   es la vorticidad de eje vertical calculada sobre superficies
 ∂x θ  ∂y θ
ζθ = 
isentrópicas.
•
Si
se
utiliza
la
identidad
vectorial
∇(F.G ) = (F.∇ )G + (G.∇ )F + F × (∇ × G ) + G × (∇ × F ) y se efectúa el reemplazo
∇ → ∇ θ , F → v,
Como
el
rotor
 v⋅v
G → v se encuentra que v ⋅ ∇ θ v = ∇ θ 
 + (∇ θ × v ) × v .
 2 
de
un
gradiente
es
nulo,
se
verifica
que
∇ θ × (v ⋅ ∇ θ v ) = ∇ θ × [(∇ θ × v ) × v ] . Usando ahora la identidad vectorial
∇ × (F × G ) = (∇ ⋅ G )F − (∇ ⋅ F )G + (G ⋅ ∇ )F − (F ⋅ ∇ )G
( A.27 )
y efectuando en ella el reemplazo ∇ → ∇ θ , F → ∇ θ × v, G → v se obtiene que
∇ θ × [(∇ θ × v ) × v ] = (∇ θ .v )(∇ θ × v ) − [∇ θ .(∇ θ × v )]v + (v.∇ θ )(∇ θ × v ) − [(∇ θ × v ).∇ θ ]v
aunque los términos que aparecen restando a la derecha de la igualdad son nulos
puesto que la divergencia de un gradiente es nula y que
(∇θ × v ) ⊥ ∇θ
definición. Se tiene finalmente que ∇ θ × (v ⋅ ∇ θ v ) = [(∇ θ ⋅ v ) + v ⋅ ∇ θ ]ζ θ ẑ .
– 264 –
por
•
∂v
∂v 

 ∂v 
. En el primer término los operadores ∇ θ y
∇ θ × θ
 + ∇θ θ ×
 = θ  ∇θ ×
∂θ
∂θ 

 ∂θ 
∂
∂v 
∂

pueden intercambiarse, con lo que θ  ∇ θ ×
(∇θ × v ) . De esta forma
 =θ
∂θ
∂θ
∂θ 

∂ζ θ
∂v
 ∂v 
.
∇ θ × θ
ẑ + ∇ θ θ ×
 =θ
∂θ
∂θ
 ∂θ 
•
Para calcular ∇ θ × ( f zˆ × v ) se utiliza nuevamente la relación ( A.27 ) , efectuando los
reemplazos
∇ → ∇ θ , F → f zˆ, G → v ,
con
lo
∇ θ × ( f zˆ × G ) = (∇ θ ⋅ v ) f zˆ − (∇ θ ⋅ f zˆ )v + (v ⋅ ∇ θ ) f zˆ − ( f zˆ ⋅ ∇ θ )v .
que
Ambos
términos que aparecen restando a la derecha de la igualdad son nulos puesto
que ∇ θ ⊥ ẑ por definición. De esta manera ∇ θ × ( f zˆ × v ) = [(∇ θ ⋅ v ) + v ⋅ ∇ θ ] f zˆ .
•
∇ θ × ∇ θ Ψ = 0 en virtud de que el gradiente de un rotor es nulo.
•
A menos que la fricción sea parametrizada, la cantidad ∇ θ × F queda expresada.
Combinando ahora los resultados resaltados en gris la ecuación ( A.26a ) resulta
∂ζ θ
∂ζ
∂v
zˆ + [(∇ θ ⋅ v ) + v ⋅ ∇ θ ](ζ θ + f )zˆ = −θ θ zˆ − ∇ θ θ ×
+ ∇θ × F
∂θ
∂t
∂θ
( A.26b )
Estamos interesados en la componente vertical de la ecuación anterior, es decir
∂ζ θ
∂ζ
∂v 

+ [(∇ θ ⋅ v ) + v ⋅ ∇ θ ](ζ θ + f ) = −θ θ − zˆ. ∇ θ θ ×
 + zˆ .(∇ θ × F )
∂θ 
∂t
∂θ

– 265 –
( A.26c )
Dado que el parámetro de Coriolis f no varía con el tiempo ∂f ∂t = 0 . Ya que
∂θ ∂z = ∂θ ∂p ∂p ∂z , como ∂θ ∂p = − κθ p se tendrá ∂θ ∂z > 0 si es válida la
aproximación hidrostática. Bajo esta suposición, como ∂f ∂z = ∂f ∂θ ∂θ ∂z = 0 debe
verificarse que ∂f ∂θ = 0 . Bajo estas condiciones la ecuación
( A.26c )
puede ser
fácilmente modificada para obtener una ecuación para la llamada vorticidad absoluta,
definida como ηθ = ζ θ + f . Dicha ecuación es
∂ηθ
∂η
∂v 

+ [(∇ θ ⋅ v ) + v ⋅ ∇ θ ]ηθ = −θ θ − zˆ. ∇ θ θ ×
 + zˆ .(∇ θ × F )
∂θ 
∂t
∂θ

( A.26d )
Utilizando la relación d dt = ∂ ∂t + v.∇ se tiene que la evolución temporal de la
vorticidad absoluta viene dada por
dη θ
∂v 

= −(∇ θ ⋅ v )ηθ − zˆ . ∇ θ θ ×
 + zˆ .(∇ θ × F )
dt
∂θ 

( A.26e)
Si los procesos en la atmósfera son adiabáticos y la fuerza de fricción es irrotacional
sobre las isentrópicas, la evolución temporal de la vorticidad absoluta dependerá
solamente de convergencias o divergencias sobre las superficies θ = cte .
Dejamos por un momento de lado la ecuación de evolución de la vorticidad de
eje vertical para encontrar la ecuación de continuidad en coordenadas isentrópicas. El
punto de partida es la ecuación de continuidad en coordenadas cartesianas
dρ
+ ρ∇.v = 0
dt
– 266 –
( A.28a )
Insertando la ecuación hidrostática en la ecuación anterior se tiene que
−

1  d  ∂p  ∂p
  + ∇.v  = 0

g  dt  ∂z  ∂z

( A.28b )
De esta forma, la cantidad −1 g ∂p ∂z reemplaza a la densidad en el sistema cartesiano.
Asimismo, en el sistema isentrópico es natural asociar la densidad a la cantidad
− 1 g ∂p ∂θ , cuya ecuación de continuidad será entonces
−
1
g
d ∂ p ∂ p

 dt  ∂θ  + ∂θ ∇.v  = 0

 

La similitud entre las ecuaciones
( A.28b )
y
( A.29a )
( A.29a )
es evidente. Puesto que
∇ = ∇ θ + ∂ ∂θ ẑ , la ecuación ( A.29a ) puede reescribirse como
d ∂ p ∂ p 
∂θ 

+
∇ θ .v +
=0
dt  ∂θ  ∂θ 
∂θ 
( A.29b )
Expandiendo la derivada individual d dt se tiene que
∂θ 
∂  ∂p 
 ∂p  ∂p 
=0
.v
∇
+
  + v.∇  +
θ
∂θ 
∂t  ∂θ 
 ∂θ  ∂θ 
( A.29c )
Es necesario expresar ahora la ecuación anterior en términos de ∂θ ∂p . Se tiene que
∂ ∂t (∂θ ∂p ) = ∂ ∂t (∂p ∂θ ) = −(∂p ∂θ ) ∂ ∂t (∂p ∂θ )
−1
−2
– 267 –
y
similarmente
∇(∂θ ∂p ) = ∇(∂p ∂θ ) = −(∂p ∂θ ) ∇(∂p ∂θ ) . De esta forma, si se multiplica la
−1
−2
ecuación ( A.29c ) por − (∂θ ∂p ) se tiene que
2
 ∂θ  ∂θ 
∂θ 
∂  ∂θ 
 ∇ θ .v +
=0
  + v.∇  −
∂θ 
∂t  ∂p 
 ∂p  ∂p 
( A.29d )
La ecuación ( A.29d ) puede escribirse más compactamente como
d  ∂θ  ∂θ 
∂θ 
 ∇ θ .v +

  =
dt  ∂p  ∂p 
∂θ 
( A.29e)
Las ecuaciones ( A.26e ) y ( A.29e ) son cruciales en lo que sigue. Multiplicando
la primera por − g ∂θ ∂p , la segunda por − gηθ , y combinando ambos resultados se
llega a que
dZ
∂θ
∂θ
+g
=Z
dt
∂p
∂θ
∂θ
∂v 

zˆ. ∇ θ θ ×
zˆ .(∇ θ × F )
−g
∂p
∂θ 

( A.30)
La cantidad
Z ≡ − gηθ ∂θ ∂p
( A.31)
se denomina vorticidad potencial. Si los procesos son adiabáticos y las fuerzas de
fricción resultan irrotacionales cuando son calculadas sobre superficies isentrópicas
resulta
– 268 –
( A.32)
dZ
=0
dt
por lo que la vorticidad potencial es conservativa. De otro modo, los términos situados a
la derecha de ( A.30) son fuentes de vorticidad potencial.
Existe una ley de conservación más general que la expresada en ( A.32) . El punto
de partida para encontrarla es la ecuación de movimiento
∂v
1
+ v.∇v = − ∇p − ∇Φ − 2 × v
ρ
∂t
( A.33)
Todas las fuerzas que puedan derivarse de un potencial han sido incluidas en ∇Φ . La
ecuación ( A.33) no es la más general posible de manera que las conclusiones que se
extraigan estarán sujetas a las suposiciones que se encuentran implícitas en ella; por lo
pronto, puede mencionarse que los efectos de la fricción han sido excluidos. Tomando
rotor a la ecuación ( A.33) , denotando con ω al rotor de la velocidad, y haciendo uso de
la relación v ⋅ ∇v = 1 2 ∇(v ⋅ v ) + ω × v se tiene que
1
∂ω
+ ∇ × [ω × v ] = −∇  × ∇p − 2∇ × ( × v )
∂t
ρ
Cuando en
( A.27 )
se efectúan los reemplazos F →
∇ × ( × v ) = (∇ ⋅ v ) − (∇ ⋅
terrestre es constante ∇ ⋅
)v + (v ⋅ ∇ )
( A.34a )
, G → v se tiene que
− ( ⋅ ∇ )v . Ya que la velocidad de rotación
= 0 . Utilizando nuevamente la relación ( A.27 ) y haciendo
– 269 –
F → v, G → ω se llega a que ∇ × [ω × v ] = (∇.v )ω − [∇.ω]v + (v.∇ )ω − [ω.∇]v . El
segundo de los términos a la derecha de la expresión anterior es nulo en vista de que la
divergencia de un rotor lo es. Reacomodando términos, la ecuación ( A.34a ) puede
escribirse como
∂ (ω + 2
∂t
) + (v.∇ )(ω + 2 ) − [(ω + 2 ).∇]v = −∇ 1  × ∇p − (∇.v )(ω + 2 )
 
ρ
( A.34b )
En la ecuación anterior se ha utilizado el hecho de que la velocidad de rotación terrestre
no varía localmente con el tiempo, es decir ∂
∂t = 0 . Haciendo uso de la ecuación de
continuidad ( A.28a ) se reemplaza ∇.v por − 1 ρ dρ dt en ( A.34b ) de manera que
d (ω + 2
dt
) − 1 dρ (ω + 2 ) − [(ω + 2 ).∇]v = −∇ 1  × ∇p
 
ρ dt
ρ
( A.34c )
Los primeros dos términos a la derecha de la igualdad pueden escribirse como
 1 d (ω + 2
dt
ρ
ρ
)−
1 dρ
(ω + 2
ρ 2 dt
) = ρ

d 1
(ω + 2
dt  ρ
)

( A.35)
Así, ( A.34c ) toma la forma
ρ
d 1
(ω + 2
dt  ρ
) − [(ω + 2 ).∇]v = −∇ 1  × ∇p
ρ

– 270 –
( A.34d )
Si ahora se multiplica escalarmente ( A.34d ) por 1 ρ ∇Ξ se obtiene
∇Ξ .
d 1
(ω + 2
dt  ρ


 ρ

) − 1 ∇Ξ.[(ω + 2 ).∇]v = − 1 ∇Ξ.∇ 1  × ∇p 

ρ
ρ
( A.36a )
La cantidad Ξ es una magnitud escalar cualquiera. El segundo término a la izquierda de
la ecuación anterior puede escribirse∗
−
1
ρ
∇Ξ.[(ω + 2
).∇]v = 1 (ω + 2 ). d
ρ
 dt
∇Ξ − ∇
dΞ 

dt 
( A.37 )
Reemplazando ( A.37 ) en ( A.36a ) se tiene que
d 1
∇Ξ.(ω + 2
dt  ρ


 ρ

) − 1 (ω + 2 ).∇ dΞ = − 1 ∇Ξ.∇ 1  × ∇p 

ρ
dt
ρ
( A.36b )
La relación anterior es válida para cualquier cantidad escalar Ξ , aunque ciertas
elecciones particulares de esta cantidad resultan muy convenientes. En efecto,
supongamos que dicha cantidad es una función solamente de las variables
termodinámicas, es decir Ξ = Ξ( p, ρ ) . Bajo estas circunstancias ∇Ξ.[∇(1 ρ ) × ∇p ] = 0
ya que por definición de producto vectorial ∇(1 ρ ) × ∇p es perpendicular tanto a
∇(1 ρ ) como a ∇p y ∇Ξ = ∂Ξ ∂p ∇p + ∂Ξ ∂ρ ∇ρ . Si además la cantidad Ξ es
conservativa se llega a la relación
∗
Esta relación puede verificarse escribiendo cada uno de los términos en coordenadas cartesianas o bien
utilizando notación indicial [véase Haynes & McIntyre, 1987].
– 271 –
d 1
∇Ξ.(ω + 2
dt  ρ
) = 0
( A.38)

La ley de conservación anterior fue primeramente derivada por Ertel [1942b]. La
misma es una generalización de la ley de conservación para la vorticidad potencial, que
se encuentra cuando para Ξ se escoge a la temperatura potencial, se supone que esta
cantidad varía solamente con la altura, i.e. ∇θ = ∂θ ∂z zˆ , y se hace uso de la ecuación
hidrostática.
Efectivamente,
haciendo
esto
se
tiene
que
1 ρ ∇Ξ = 1 ρ ∂θ ∂p ∂p ∂z zˆ = − g ∂θ ∂p zˆ , con lo cual para este caso particular la única
componente trascendente de la vorticidad absoluta ω + 2
es la de eje vertical.
La relación ( A.38) es concisa y elegante pero tal y como se encuentra presentada
está limitada a usarse con datos meteorológicos disponibles sobre superficies asociadas
a variables conservativas. Ya que estos datos usualmente son presentados para niveles
isobáricos, debemos encontrar una relación práctica que permita obtener la vorticidad
potencial a partir de datos isobáricos. Si se utiliza la relación
( A.11)
haciendo
A → v, z → p, α → θ se tendrá
∂v  ∂p 
 ∂v 
 ∂v 
  =  +  
 ∂x θ  ∂x  p ∂p  ∂x θ
( A.39a )
y también son válidas las relaciones
 ∂u 
 ∂u 
∂u  ∂p 
  =   +
 
 ∂y θ  ∂y  p ∂p  ∂y θ
– 272 –
( A.40a )
∂T  ∂p 
 ∂T 
 ∂T 
 
 +
 =

 ∂x θ  ∂x  p ∂p  ∂x θ
( A.41a )
Diferenciando ambos lados de la ecuación ( A.23) resulta (d ln T − κd ln p )θ = 0 , de
manera que, siguiendo un razonamiento análogo al usado para encontrar ( A.25c ) , se
llega a
 ∇p 
 ∇T 

 = κ 

 T θ
 p θ
( A.42)
Reemplazando (∂T ∂x )θ de la relación anterior en ( A.41a ) se encuentra que
κ
∂T  ∂p 
T  ∂p 
 ∂T 
 
 +
  =
p  ∂x θ  ∂x  p ∂p  ∂x θ
( A.41b )
Usando la ecuación de gas ideal ( A.21) para eliminar ∂T ∂p de ( A.41b ) y despejando
para (∂p ∂x )θ se tiene
γ p  ∂T 
 ∂p 


  =−
T  ∂x  p
 ∂x θ
( A.41c )
siendo γ = C p C v . Insertando esta última expresión en ( A.39a )
γ p ∂v  ∂T 
 ∂v 
 ∂v 


  =  −
 ∂x θ  ∂x  p T ∂p  ∂x  p
– 273 –
( A.39b )
Una expresión similar es válida para (∂u ∂y )θ
 ∂u 
 ∂u 
γ p ∂u  ∂T 


  =   −
 ∂y θ  ∂y  p T ∂p  ∂y  p
( A.40b )
Restando ( A.40b ) de ( A.39b )
 ∂u 
γ p  ∂v  ∂T 
∂u  ∂T  
 ∂v 
 ∂v   ∂u 
 
 
 − 
  −   =   −   −
 ∂x θ  ∂y θ  ∂x  p  ∂y  p T  ∂p  ∂x  p ∂p  ∂y  p 
( A.42a )
Dado que ∇ pθ = ∇ p T finalmente se tiene
ζθ = ζ p −
γ p  ∂v  ∂θ 
∂u  ∂θ  
   −   
T  ∂p  ∂x  p ∂p  ∂y  p 
( A.42b )
En forma más compacta, la ecuación ( A.42b ) es
ζθ = ζ p −
γ p 
∂v

zˆ. ∇ pθ ×
∂p 
T 
( A.42c )
De esta forma, la vorticidad potencial calculada sobre superficies isobáricas es

 ∂θ
γ p 
∂v
 + f 
Z = − g ζ p −
zˆ . ∇ pθ ×
T 
∂p 

 ∂p
– 274 –
( A.43)
Puesto que la frontogénesis puede ser definida como d ∇ pθ dt [Miller, 1948] la
aparición de ∇ pθ en la expresión
( A.43)
será especialmente útil en el estudio de
frontogénesis usando a la vorticidad potencial como variable de diagnóstico [Davies &
Rossa, 1998].
Pese a la importancia que tiene la humedad en el crecimiento de las
perturbaciones en la atmósfera [Tracton, 1973; Mak, 1982] hasta ahora ella no ha sido
tenida en cuenta para la ley de conservación de la vorticidad potencial, y sobre cuando
existan cambios de estado, no podrá seguir asumiéndose que dθ dt ≈ 0 . Sólo se
efectuará una breve mención de los efectos de la humedad en la vorticidad potencial. De
hecho, existen dos temperaturas potenciales que son aproximadamente conservativas en
su presencia. La primera de ellas es la temperatura potencial de bulbo húmedo (θ w ) ,
conservativa para procesos adiabáticos no saturados. Por otro lado, la temperatura
potencial equivalente (θ e ) es conservativa para procesos adiabáticos saturados. La
relación entre ellas es [Bindon, 1940]
θe = θw +
Lw(θ w )
Cp
( A.44)
donde Lw(θ w ) es el calor latente contenido en una masa de aire debido a la presencia de
vapor saturado a la temperatura θ w . Las definiciones de vorticidades potenciales
húmedas se siguen de la expresión ( A.31) , o bien de la relación general ( A.38) . En caso
de existir condensación –los ciclones son ejemplos típicos– una expresión para la
vorticidad potencial húmeda puede ser Z e ≡ − gηθ ∂θ e ∂p . La generación de vorticidad
– 275 –
potencial húmeda se analiza en Cao & Cho [1995], Cho & Cao [1998] y Cao & Zhang
[2004], mientras que en Gao et al. [2004] se analiza la generación de vorticidad
potencial húmeda para una expresión generalizada. En lo que sigue se supondrá que
todos los procesos son secos.
Se pone de manifiesto en la ecuación
( A.30)
que las fuentes de vorticidad
potencial son el calor diabático y las fuerzas de fricción. En el siguiente razonamiento
se supondrá que las fuerzas de fricción sobre superficies isentrópicas son irrotacionales,
i.e. ∇ θ × F = 0 , como así también que ∂v ∂θ = 0 , condición que puede satisfacerse por
ejemplo lejos de los jets. Bajo estas suposiciones la ecuación ( A.30) se simplifica,
tomando la forma compacta
1 dZ
∂  dθ 
=


Z dt ∂θ  dt 
( A.45)
Expandiendo la derivada individual dθ dt utilizando la relación ( A.14) en el sistema
isobárico se tiene que
∂θ
∂θ
∂θ
dθ ∂θ
=
+u
+v
+ω
dt
∂p
∂t
∂x
∂y
( A.46)
donde ω ≡ dp dt es la velocidad vertical en el sistema isobárico. Si las cantidades que
aparecen en
( A.46)
se escriben como un estado medio más una perturbación, i.e.
θ = θ + θ ′ y v = v + v ′ , y son reemplazadas en ( A.46) se obtiene
– 276 –
(
)
(
)
(
)
∂θ ′
∂θ ′
∂θ ′
dθ ∂θ ′
=
+ u + u′
+ v + v′
+ ω + ω′
dt
∂p
∂t
∂x
∂y
( A.47a )
Agrupando los términos que incluyen las velocidades medias se tiene que
∂θ ′
∂θ ′
∂θ ′
dθ ∂θ ′
+ v .∇θ ′ + u ′
+ v′
+ ω′
=
dt
∂p
∂t
∂x
∂y
( A.49b )
∂θ ′ ∂ (u ′θ ′)
∂u ′ 
−θ ′
=

∂x
∂x 
∂x
∂v ′ 
∂θ ′ ∂ (v ′θ ′)
−θ ′
v′
=

∂y 
∂y
∂y
∂ω ′ 
∂θ ′ ∂ (ω ′θ ′)
−θ ′
=
ω′

∂p
∂p
∂p 
( A.50)
Asimismo
u′
Insertando ( A.50) en ( A.49b )
dθ ∂θ ′
∂ (u ′θ ′) ∂ (v ′θ ′) ∂ (ω ′θ ′)
=
+ v .∇θ ′ +
+
+
− θ ′ ∇ .v ′
dt
∂t
∂x
∂y
∂p
( A.49c )
Para eliminar la divergencia de las perturbaciones ∇.v ′ de la ecuación anterior se utiliza
la ecuación de continuidad ( A.28a )
∂ (u ′θ ′) ∂ (v ′θ ′) ∂ (ω ′θ ′)
1 dρ
dθ ∂θ ′
=
+ v .∇θ ′ +
+
+
+θ′
∂t
∂x
∂y
∂p
dt
ρ dt
– 277 –
( A.49d )
El factor dρ dt del último término de la derecha en la ecuación anterior puede ser
reemplazado por una expresión análoga a ( A.49b ) haciendo θ → ρ , pero aparecerían
nuevos términos de la forma ∂(u ′ρ ′θ ′) ∂x . Para evitar esto se supondrá que la densidad
es constante, una suposición razonable si se la restringe a capas de espesor acotado.
Efectuando el promedio de Reynolds a la ecuación ( A.49d ) se llega a que
( ) ( ) ( )
dθ ∂ u ′θ ′ ∂ v ′θ ′ ∂ ω ′θ ′
=
+
+
dt
∂p
∂y
∂x
( A.50)
Dado que usualmente el último término a la derecha de ( A.50) es el más importante
puede escribirse
( )
dθ ∂ ω ′θ ′
≈
dt
∂p
( A.51)
De esta forma se ha mostrado que el calor diabático es proporcional al gradiente vertical
de calor turbulento. Si se inserta la ecuación ( A.51) en ( A.45) se llega a que
( )
1 dZ
∂  ∂ ω ′θ ′ 
≈


Z dt ∂θ  ∂p 
( A.52a )
Si ahora se hace ∂ ∂θ = ∂z ∂θ ∂p ∂z ∂ ∂p , se supone que la atmósfera es estable, i.e.
∂θ ∂z > 0 , e hidrostática, i.e., ∂p ∂z = − ρg se tendrá que ∂ ∂θ α − ∂ ∂p . En otras
palabras
– 278 –
( )
dZ
∂ 2 ω ′θ ′
∝ −Z
dt
∂p 2
( A.52b )
Dada una distribución vertical de flujo de calor turbulento la relación anterior
expresa el comportamiento de la evolución temporal que tendrá la vorticidad potencial.
Supongamos que dicha distribución tiene un perfil gaussiano como el mostrado en la
Figura A3. La relación ( A.52b ) puede se integrada para obtener
t
Z (t ) = Z 0 exp 
τ 
( A.53)
donde Z 0 representa el valor inicial de vorticidad potencial y τ es una constante
apropiada que posee unidades de tiempo. Justo en el nivel de máximos flujos
turbulentos verticales τ > 0 , y si inicialmente la vorticidad potencial es ciclónica el
sistema se profundiza, mientras que ocurre lo contrario por encima y por debajo del
máximo, pues τ < 0 . Este ejemplo es más bien académico puesto que usualmente la
distribución de calor diabático en la vertical no es tan simétrica. La generación de
vorticidad potencial debida a procesos turbulentos ha sido investigada, por ejemplo, en
Keyser & Rotunno [1990] y Gidel & Shapiro [1979].
– 279 –
Figura A.3 – Una distribución vertical de flujo de calor turbulento ω ′θ ′
Los procesos turbulentos son más que comunes en la atmósfera. La turbulencia
aparece sólo cuado el número de Richardson Ri , definido como
Ri =
g ∂θ
θ ∂z
∂ vH
∂z
2
( A.54)
se encuentra por debajo de un cierto valor límite, y el régimen se convierte de
estratificado a turbulento. En ( A.54) v H denota al viento horizontal, por lo que el
número de Richardson es una medida de la estabilidad estática relativa a la estabilidad
dinámica en la vertical, de manera que si la cortante vertical es muy intensa los procesos
turbulentos dominarán. De hecho, esto es lo que usualmente sucede en las cercanías de
los jets. Lo dicho llevaría a la conclusión de que habría una producción de vorticidad
potencial en las cercanías de las corrientes en chorro, por lo cual la vorticidad potencial
– 280 –
no sería conservativa. A grandes rasgos este razonamiento parecería correcto, aunque
hay situaciones en las cuales existen un transporte a través de la corriente en chorro sin
necesidad de que intervengan los procesos turbulentos [Danielsen et al., 1991].
El siguiente ejemplo será de utilidad para entender el comportamiento de la
tropopausa dinámica y las consecuencias que conlleva la inyección de aire estratosférico
en la baja troposfera. Como aplicación de la conservación de la vorticidad potencial,
supongamos una situación en la que una parcela de aire empieza su descenso desde una
altura considerable –la cual bien puede suponerse situada en la baja estratósfera– a
través de una atmósfera estratificada, en un entorno situado cerca de una zona frontal, y
llega a la troposfera baja. Por simplicidad supongamos también que en ambos casos las
isentrópicas son horizontales, i.e. ∇θ = ∂θ ∂z zˆ . Se verifica entonces que
 p 
∂θ ∂θ ∂T
= −γ  
=
∂z ∂T ∂z
 p0 
−κ
( A.55)
En la ecuación anterior se ha hecho uso de la definición de temperatura potencial
( A.23) . Así
 ∂θ 
 
 ∂z  i
γi  pf 
 ∂θ 


  =
 ∂z  f γ f  p i 
– 281 –
κ
( A.56)
La relación ( A.56) será útil para obtener con qué vorticidad llega la parcela. Asimismo
∂θ ∂θ ∂z
1 ∂θ
1  ∂θ 
por lo que Z = −  ηθ . Si durante el descenso la parcela
=
=−
ρg ∂z
∂p ∂z ∂p
ρ  ∂z 
conserva su vorticidad potencial se tendrá que
(ηθ ) f
κ
ρf γi  pf 

 (ηθ )i
=
ρ i γ f  pi 
( A.57 )
Suponiendo que pi = 200 hPa y p f = 900 hPa se tendrá que ρ f ρ i ≈ 100 . Si además
se supone que γ i γ f ≈ 1 se tendrá de
( A.57 )
que (ηθ ) f ≈ 150(ηθ )i . Puesto que la
vorticidad terrestre se encuentra acotada, prácticamente toda la variación de vorticidad
calculada está contenida en la vorticidad relativa aún cuando la parcela se haya
desplazado latitudinalmente. El valor típico de la vorticidad relativa en latitudes medias
es de 10 −5 s −1 , mientras que la vorticidad de la Tierra para estas latitudes es del orden
de 10 −4 s −1 . Si el proceso tiene lugar en latitudes medas, la vorticidad relativa de la
parcela al finalizar su recorrido será mayor que la vorticidad relativa típica de tales
latitudes en dos órdenes de magnitud. Estos valores de vorticidad son importantes,
aunque aún se encuentran lejos de los valores que pueden encontrarse en el núcleo de un
tornado, típicamente 1 s −1 . No obstante ello, una situación como la descripta posee un
efecto que en la atmósfera no pasa desapercibido. Muy por el contrario, la irrupción de
aire estratosférico en la troposfera posee un efecto desestabilizador [Griffiths et al.,
2000; Goering et al., 2001].
Los conceptos de vorticidad potencial presentados en el presente apéndice son
más que suficientes tanto para la comprensión del concepto de la tropopausa dinámica
– 282 –
como para efectuar una relación entre ella y la tropopausa térmica. Sin embargo, el
concepto de vorticidad potencial de ninguna manera se reduce a los aspectos mostrados
aquí. La mayoría de los aspectos relacionados con ella se presentan en Hoskins et al.
[1985]. Asimismo, Danielsen [1990] y Haynes & McIntyre [1987, 1990] debaten sobre
ciertos aspectos teóricos de la vorticidad potencial. Incluso la teoría subyacente es tan
elegante que hasta permite efectuar una correspondencia con campos electrostáticos
[Bishop & Thorpe, 1994].
– 283 –
APÉNDICE B — MÉTODO DE COMPONENTES PRINCIPALES
El Método de Componentes Principales, también conocido como Empirical
Orthogonal Functions Method (EOF Method) es una herramienta muy utilizada en las
geociencias para el estudio de estructuras espacio-temporales. Está basado en el cálculo
de los autovalores y autovectores de una matriz real, simétrica y definida positiva. Los
autovectores de dicha matriz son llamados modos normales, y de ninguna manera son
exclusivos de las geociencias. En efecto, antes de brindar los detalles del Método de
Componentes Principales, se estudiará un sistema mecánico simple para el cual el
cálculo de los modos normales no presenta dificultades. Las conclusiones que se
extraigan del estudio de este sistema mecánico serán útiles para las discusiones
concernientes al Método de Componentes Principales propiamente dicho.
B.1
MODOS NORMALES DE UN SISTEMA MECÁNICO SIMPLE
Se tienen tres partículas, cada una de masa m , unidas por dos resortes idénticos
de constante k , tal y como lo muestra la Figura B.1.
Figura B.1 – Un sistema mecánico simple para el análisis de los modos normales
– 284 –
Los cálculos se simplifican si se considera que las tres partículas poseen la
misma masa y que los dos resortes tienen la misma constante, si bien no se pierde
generalidad con estas suposiciones. Dicho esto, supongamos también que el sistema se
encuentra apoyado sobre una mesa sin fricción y restringido a moverse en línea recta,
aunque la dirección de movimiento es arbitraria. Se puede adelantar que las ecuaciones
de movimiento están acopladas. De hecho, la masa central está vinculada por un resorte
con cada una de las masas laterales. Puesto que las masas de los extremos no se
encuentran directamente vinculadas entre sí se puede intuir que la ecuación de
movimiento para una masa lateral no incluirá a la posición de la masa lateral opuesta.
Estas afirmaciones se ven claramente reflejadas en el sistema de ecuaciones de
movimiento
 d 2 x1
m 2 = − k ( x1 − x 2 )
 dt
 d 2 x2
m 2 = k (x1 − x 2 ) − k ( x 2 − x3 )
 dt
 d 2 x3
m 2 = − k ( x 3 − x 2 )
 dt
(B.1)
Es claro que (B.1) consiste de tres ecuaciones acopladas entre sí, las cuales pueden
expresarse en notación compacta como
d 2x
= Mx
dt 2
En
(B.2)
(B.2)
x denota el vector ( x1 (t ),x 2 (t ),x3 (t )) . Dado que k m posee unidades de
T
frecuencia al cuadrado, se define la frecuencia angular como ω 0 ≡ k m y así
– 285 –
0
−1 1


M = ω 02  1 − 2 1 
0
1 − 1

(B.3)
es la matriz de acoplamiento del sistema, la cual es real y simétrica.
La forma de resolver todos los sistemas similares a (B.2) es proponer una
solución de la forma x(t ) = v exp(λ t ) , donde v denota un vector constante. Insertando
esta solución en (B.2) se llega a que
(B.4)
λ2 Id v = Mv
Reescribiendo la ecuación anterior en la forma
(− M + λ Id ) v = 0
(B.5)
2
puede apreciarse que se obtiene una ecuación similar a una de autovalores. Puesto que
− ω 0−2 x T Mx = ( x1 − x 2 ) + ( x 2 − x3 )
2
2
− M es una matriz definida positiva. Dado que
− M es real, simétrica y definida positiva, todos sus autovalores serán reales. Asimismo
y con relación a (B.5) , si se buscan soluciones no nulas para v se debe verificar que
(
)
( )
det − M + λ2 Id = 0 . De esta ecuación se obtiene que P λ2 = 0 , donde P(λ )
corresponde al polinomio característico de la matriz − M . Para el caso analizado aquí
– 286 –
( )
(
)(
)
P λ2 = λ2 λ2 + ω 02 λ2 + 3ω 02 . Claramente las tres raíces de esta ecuación son 0 , − ω 02
y − 3ω 02 .
Dado que se buscan soluciones oscilatorias, no es sorprendente que las raíces
sean negativas, o nulas a lo sumo. Si se ordenan los autovalores de mayor a menor, los
autovectores
asociados
serán
V1 = (1,1,1) ,
T
V2 = (1,0,-1)
T
y
V3 = (- 1,2,-1) ,
T
respectivamente. Claramente M ∈ ℜ 3×3 , por lo que el sistema mostrado en la Figura B.1
tiene exactamente tres autovectores distintos. Se denomina a estos autovectores modos
normales del sistema, los cuales relacionan la posición de las tres masas cuando la
frecuencia de oscilación del sistema está fija y es igual a alguno de los autovalores
mencionados. El primero de los modos normales expresa que las tres masas se
desplazan simultáneamente. Como consecuencia, ninguno de los resortes está estirado o
comprimido, y entonces ω = 0 . En el segundo de los modos normales la masa central
permanece en reposo mientras que las dos masas laterales oscilan simétricamente
respecto de la masa central con frecuencia ω = ω 0 . En el tercer modo normal, si ambas
masas laterales se desplazan una unidad (arbitraria) la masa central se desplaza el doble
pero en el sentido opuesto. Es entonces natural que sea este modo normal el asociado a
la mayor frecuencia de oscilación, i.e. 3ω 0 , y consecuentemente asociado también con
la mayor energía. La Figura B.2 ilustra el comportamiento de cada una de las masas en
relación a los modos normales descriptos.
– 287 –
Figura B.2 – Comportamiento de las masas para cada uno de los modos normales. La
longitud de las flechas es proporcional a los desplazamientos.
Como
(B.2)
es un sistema de ecuaciones lineal, la suma de soluciones es
también solución. Entonces, la forma más general de la solución puede escribirse
x(t ) = AV1 + BV2 exp(iω 0 t ) + CV3 exp(3iω 0 t )
(B.6)
El comportamiento del sistema está completamente descrito una vez que se hayan
aplicado las condiciones iniciales, lo cual implica asignarles un valor a A , B y C . Dado
que funciones exponenciales imaginarias son solución de la ecuación diferencial, sus
partes reales e imaginarias también son solución. Soluciones puramente reales de (B.2)
vienen dadas por
– 288 –
x(t ) = AV1 + [B1 cos(ω 0 t ) + B 2 sen(ω 0 t )]V2 + [C1 cos(3ω 0 t ) + C 2 sen(3ω 0 t )]V3
(B.7 )
No es necesario seguir analizando la evolución temporal de estas soluciones, pero si
vale la pena mencionar que el comportamiento temporal de la solución (B.7 ) viene dado
por vectores espaciales fijos cuyas amplitudes se modulan por los coeficientes
temporales que los acompañan.
La utilidad de los modos normales no se reduce a calcular los desplazamientos
relativos de las masas para cada una de las frecuencias. En efecto, si cada una de las
filas de una nueva matriz Ψ está conformada por los modos normales, y si esta nueva
matriz se aplica a izquierda de (B.2) , analíticamente se tendrá que
Ψ
d 2x
= ΨMx
dt 2
(B.8)
En particular, especializando (B.8) para el sistema de la Figura B.1 tendremos que
 1 1 1  x 2 − x1 
1 1 1 2




d x
2
 1 0 − 1 2 = ω 0  1 0 − 1 x1 − 2 x 2 + x3 

 − 1 2 − 1 x − x
 − 1 2 − 1 dt
2
3





(B.9)
Si se definen nuevas variables ψ 1 = x1 + x 2 + x3 , ψ 2 = x1 − x3 y ψ 3 = 2 x 2 − x1 − x3 el
resultado de (B.9) es
– 289 –
 d 2ψ 1
 2 =0
 dt
 d 2ψ 2
2
 2 = −ω 0ψ 2
 dt
 d 2ψ 3
2
 2 = −3ω 0ψ 3
dt

Claramente, para las nuevas variables ψ i
(B.10)
(i ≤ 3) las ecuaciones de movimiento están
desacopladas. En el caso más general M ∈ ℜ N × N , ψ i = v iT x
(i ≤ N )
y las ecuaciones
de movimiento para las ψ i también estarán desacopladas. Se concluye entonces que la
utilidad de los modos normales es la de desacoplar las ecuaciones de movimiento. El
meollo de encontrar los modos normales radica en encontrar los autovalores, para lo
cual es necesario encontrar las raíces de un polinomio de grado 2 N en potencias pares
de λ , lo cual no es tarea sencilla cuando el sistema tiene muchos grados de libertad o,
análogamente, cuando el valor de N es grande. Por ejemplo, para el caso más general
de N masas unidas por N − 1 resortes la matriz M es tridiagonal y toma la forma
(M )ij
ω 02 j = i ± 1

2
− 2ω 0 j = i, i = 2, , N − 1
=
2
− ω 0 j = i, i = 1, N
0 cualquier otro caso

La intuición nos dice que ω = 0 sigue siendo autovalor de .B.(11) y que (1,1,
(B.11)
,1)
T
sigue siendo el modo normal asociado puesto que el sistema es libre de desplazarse
rígidamente.
– 290 –
B.2
ALGUNOS
ASPECTOS
DEL
MÉTODO
DE
COMPONENTES
PRINCIPALES
No se pretenderá aquí brindar una descripción exhaustiva del método, puesto
que ello puede encontrarse tanto en bibliografía teórica específica como también en
innumerables aplicaciones. Es importante notar, sin embargo, que los trabajos que hacen
uso del método no siempre exponen claramente los conceptos básicos necesarios para
entenderlo. Por el contrario, la mayoría de ellos los mencionan muy brevemente,
remitiendo al lector interesado a bibliografía específica. De acuerdo a mi experiencia
personal encuentro útil que, además de presentar los resultados que componen una tesis,
también se incluya al menos una discusión de los métodos utilizados, destacando los
rasgos fundamentales que lo componen. Se puede adelantar brevemente aquí que este
método está íntimamente relacionado con el álgebra de matrices. Naturalmente, estos
temas no serán tratados, primero por cuestiones de espacio, y segundo porque se supone
que los lectores están lo suficientemente familiarizados con los mismos como para
poder omitir descripciones que quizás a muchos les resultarían obvias. Los pasos
seguidos aquí exponen solamente la esencia del método para que el lector no
familiarizado con él pueda entenderlo fácilmente. Se siguen los lineamientos expuestos
en Kutzbach [1967] aunque con mayores detalles matemáticos y usando una notación
un tanto diferente.
DEFINICIONES PRELIMINARES
•
Definición 1: Transposición de vectores y matrices.
– 291 –
Un arreglo de números (v1 ,
, vn )
 v1 
 
se denomina vector fila, mientras que   es
v 
 n
 v1 
 
su traspuesto. Luego, el traspuesto de v =   es v T = (v1 ,
v 
 n
(A )ij = a ij
•
( )
denota los elementos de una matriz, A T
ij
, v n ) . Asimismo, si
= a ji es su traspuesta.
Definición 2: Matrices simétricas.
Una matriz real que satisface la condición A T = A es una matriz simétrica. Por
4 2 1


 1 − 1
 y B =  2 4 2  son matrices simétricas.
ejemplo, A = 
−1 1 
 1 2 4


•
Definición 3: Matrices definidas positivas.
Una matriz real A es definida positiva si x T Ax > 0 para cualquier vector x no
nulo. Ambas matrices en el ejemplo anterior son definidas positivas, ya que
 1 − 1 x1 
  = ( x1 − x 2 )2 > 0
x T Ax = ( x1 , x 2 )
 − 1 1  x 2 
y
– 292 –
(B.12a )
 4 2 1  x 

 
2
2
2
x T Bx = ( x, y, z ) 2 4 2  y  = 2 (x + y ) + ( y + z ) + x 2 + y 2 + ( x + z ) > 0 (B.12b )
 1 2 4  z 

 
[
]
Si una matriz A es definida positiva y simétrica sus autovalores son reales y positivos.
ESPACIOS CON PRODUCTO INTERNO
De acuerdo a Kincaid y Cheney [1994] (p. 370) un espacio real con producto
interno es un espacio Ε en el cual se satisfacen las siguientes propiedades:
1)
f , g = g, f
(B.13a )
2)
f , αg + β h = α f , g + β f , h
(B.13b )
3)
f , f ≥ 0 si f ≠ 0
(B.13c )
En las relaciones anteriores f , g ∈ Ε . La norma euclídea de f se define usando (B.13c )
como
f =
f , f . Dos importantes espacios con producto interno usados
frecuentemente son
•
n
ℜ n con x, y = x T y = ∑ xi y i , i.e. la definición usual de producto interno en
i =1
ℜn
– 293 –
•
C w [a, b] ,
el
espacio
de
las
funciones
continuas
en
[a, b] ,
con
b
f , g = ∫ f ( x )g ( x )w( x )dx , siendo w( x ) una función de peso no negativa en
a
[a, b] .
EL MÉTODO
Estamos ahora preparados para dar los lineamientos esenciales del Método de
Componentes Principales. Supongamos que se tienen
N
vectores, cada uno
conteniendo M valores, de la manera siguiente
 x1 (n ) 


x(n ) = 

 x (n )
 M 
1≤ n ≤ N
(B.14)
Por ejemplo, podrían tenerse N tiempos diferentes y también M puntos de grilla en los
cuales el valor de una determinada variable está dado para cada uno de esos tiempos.
Trasponiendo el vector x(n ) se tiene x T (n ) = ( x1 (n ),
X = (x(1),
, x M (n )) . Se construye la matriz
, x(N )) , la cual contiene todos los datos. Claramente X ∈ ℜ M× N . La esencia
del método es encontrar un vector e de forma tal que al proyectar el error sobre cada
una de las columnas de X sea mínimo. El problema se reduce entonces a un problema
de cuadrados mínimos en el cual intervienen dos productos internos distintos. Uno de
ellos es el producto interno usual en ℜ n más arriba definido, i.e. x, y . El otro se
define por medio de la matriz simétrica R = XX T como sigue
– 294 –
x, y
= x T (Ry )
R
(B.15)
Puesto que la transformación efectuada por R sobre y es lineal, los paréntesis en
(B.15)
son innecesarios. Vale la pena mencionar que cuando R = Id se recupera de
(B.15)
la fórmula usual para el cálculo del producto interno en ℜ n , de manera que
x, y
R
x, y . Desde luego, no puede asumirse que la
es una generalización de
ecuación (B.18) define un producto interno válido, por lo que antes de continuar hay
que verificar que se satisfacen las propiedades (B.13a ) a (B.13c ) :
1)
x, y
R
(
)
(
= x T Ry = x T R y = y T x T R
)
T
(
)
= y T R T x = y T (Rx ) = y, x
R
;
es
importante notar que se ha hecho uso de la relación R = R T . Si R no es una
matriz simétrica x, y
2)
x, α y + β z
3)
x, x
R
R
R
no define un producto interno válido.
= x T R (α y + β z ) = α x T Ry + β x T Rz = α x, y
(
)
(
T
= x T Rx = x T XX T x = X T x X T x = X T x
)
2
R
+ β x, z
R
≥0
Como queda demostrado, (B.15) define efectivamente un producto interno válido. La
norma que define x, y
R
de viene dada por
x
R
=
x, x
Retomando, se busca minimizar la cantidad
– 295 –
R
(B.16)
e
2
R
= e T Re
(B.17 )
=1
(B.18)
sujeta a la condición
e
2
Es aquí donde entran en juego dos productos internos distintos. Las ecuaciones (B.17 ) y
(B.18) se pueden condensar en única ecuación utilizando multiplicadores de Lagrange.
En efecto, la minimización de la función f (e, λ ) = e
ecuaciones. En la última expresión λ
2
R
(
)
− λ e − 1 engloba ambas
2
denota al multiplicador de Lagrange.
Reemplazando las expresiones (B.17 ) y (B.18) en f (e, λ ) , la expresión a minimizar se
convierte en
(
)
f (e, λ ) = e T Re − λ e T e − 1
(B.19)
La minimización se alcanza una vez que se resuelve el siguiente sistema de ecuaciones
 ∂f (e, λ )
 ∂e = 0

 ∂f (e, λ ) = 0
 ∂λ
(B.20)
La segunda de las ecuaciones en (B.20) indica que e T e − 1 = 0 , expresando, en otras
palabras, que las soluciones del problema deben estar normalizadas, una condición que
no debe obviarse. De la primera de las ecuaciones en (B.20) se obtiene
– 296 –
(R − λ Id )e = 0
(B.21)
Entonces, la clave del método radica en encontrar los autovalores-autovectores de la
matriz R . Puesto que R ∈ ℜ M×M existirán M diferentes autovectores, uno asociado a
cada autovalor. De la misma manera que en el ejemplo físico de la Figura B.1 se
denomina modo normal a cada autovector de la matriz de acoplamiento, aquí los modos
normales son los autovectores de la matriz R . Como R es una matriz real, simétrica y
definida positiva todos sus autovalores serán reales. Una vez que se han encontrado los
autovectores, deben ser normalizados de acuerdo a la condición (B.18) .
Resumiendo, la esencia del método es diagonalizar la matriz R . Si la matriz que
contiene a los autovectores en sus columnas se denota con E , se verifica la siguiente
relación
(B.22)
RE = EΛ
siendo Λ una matriz diagonal que contiene a los autovalores, típicamente en orden
descendente. Asimismo, la forma condensada de escribir
(B.18)
para todos los
autovectores es
E T E = Id
– 297 –
(B.23)
La semejanza entre las ecuaciones (B.18) y (B.23) debería ser evidente. Además,
(B.23)
expresa la interesante propiedad de que E T = E −1 . Entonces, es también válida
la relación
EE T = Id
(B.24)
El par de ecuaciones (B.23) y (B.24) no es una propiedad anecdótica sino que es una
condición esencial para los desarrollos posteriores. Estas ecuaciones también se
obtienen, por ejemplo, en la mecánica cuántica cuando se buscan los autoestados del
operador Hamiltoniano, y conllevan la importante propiedad de conservar la
probabilidad [Cohen-Tannoudji et al., 1977, Capítulo III]. Este par de ecuaciones es
característico de las matrices de rotaciones y se dice que E es unitaria.
Aplicando E T por la derecha de (B.22) y teniendo en cuenta (B.24) , se tiene que
R = EΛE
(B.25)
A partir de (B.25) se obtiene la descomposición espectral de R :
M
R = ∑ λ k e k e Tk
k =1
(B.26)
Esta descomposición expresa a R como una combinación de M matrices ortogonales,
cada una de ellas pesada por el autovalor asociado. Este procedimiento tiene su análogo,
por ejemplo, con el desarrollo de una función arbitraria en su serie de Fourier, expresada
– 298 –
como combinación de diferentes elementos ortogonales, i.e. senos y cosenos [e.g.
Davis, 1963].
Multiplicando (B.22) a izquierda por E T se llega a
E T XX T E = Λ
(B.27)
C ≡E T X
(B.28)
Estableciendo que
se observa que C ∈ ℜ M× N y contiene las proyecciones de los vectores dato sobre cada
uno de los autovectores. Fácilmente puede verificarse que las columnas de C son
ortogonales entre sí, ya que CC T = Λ es una matriz diagonal.
De (B.28) se tiene que X = EC , es decir,
M
(X )ij = ∑ (E )ik (C)kj
k =1
Escribiendo la ecuación anterior con mayor detalle, tendremos
– 299 –
(B.29)
 x1 (n = 1)


 x (n = 1)
 M
 M
x1 (n = N )   ∑ e1k c k1
  k =1
= M
x M (n = N )  ∑ e Mk c k1
 k =1

c kN 
k =1


M

e Mk c kN 
∑
k =1

M
∑e
1k
(B.30)
o, para un elemento genérico a tiempo n
 M

e
c


∑
1k
kn
(
)
x
n
 1 
 e1 
M
k
1
=

 M


 
x(n ) = 
 = ∑ c kn   = ∑ c kn e k
= M
k =1
 k =1  e 
 x (n ) 
 M   ∑ e Mk c kn 
 M k
 k =1

(1 ≤ n ≤ N )
(B.31)
Finalmente, y dado que n en la ecuación anterior representa al tiempo, el vector x(t )
puede ser expresado como
M
x (t ) = ∑ c k (t ) e k
k =1
(1 ≤ t ≤ N )
(B.32)
La ecuación anterior se interpreta de la siguiente manera. La evolución temporal de
series de datos en puntos de grilla puede descomponerse como combinación lineal de
estructuras espacialmente independientes, i.e. los modos normales e k (1 ≤ k ≤ M ) . Los
coeficientes de esa combinación lineal dependen del tiempo, pero de forma tal que los
vectores compuestos por tales coeficientes son ortogonales en el dominio temporal. Esta
es la gran ventaja del Método de Componentes Principales, puesto que las partes
espacial y temporal de series de datos en puntos de grilla se desacoplan. Esto tiene su
– 300 –
análogo directo con el ejemplo físico mostrado al inicio de este apéndice, en el cual las
estructuras espaciales, i.e. los modos normales, son independientes del tiempo.
Si la matriz X toma la forma
 x1 (1) − x1


N − 1 
 x M (1) − x M
x1 (N ) − x1 



x M (N ) − x M 
1
X=
(B.33)
donde xi denota el valor medio de la variable en el i -ésimo punto de grilla, R se
convierte en la matriz de varianza-covarianza, y su traza está dada por
(
)
tr (R ) = tr XX T =
[
1 M N
∑∑ xm (n ) − xm
N − 1 m =1 n =1
] =∑ σ
2
M
m =1
(B.34)
2
m
Por un lado, tr (R ) corresponde a la suma de las varianzas para cada uno de los M
puntos
(
de
)
grilla.
(
Por
)
otro
(
lado,
usando
(B.27)
se
tiene
que
)
tr E T XX T E = tr EE T XX T = tr XX T = tr (Λ ) , de manera que
M
M
m =1
k =1
∑ σ m2 = ∑ λ k
(B.35)
De la ecuación anterior se puede apreciar que los autovalores de R tienen unidades de
varianza. También puede verse de (B.35) que la suma de los autovalores es igual a la
suma de varianzas contribuida por cada punto de grilla. Se concluye entonces que los
M nuevos campos, i.e. modos normales, explican exactamente la misma varianza que lo
– 301 –
vectores originales. De esta forma, el k -ésimo autovector contribuye a la varianza total
M
con la fracción λ k
∑λ
k =1
k
.
Como una variación de (B.33) se tiene
Z=
 x1 (1) − x1

σ1
1 
N − 1  x M (1) − x M


σM

x1 (N ) − x1 

σ1


x M (N ) − x M 


σM

(B.36)
En este último caso R = ZZ T es la matriz de correlaciones, sus autovalores son
M
adimensionales y
∑λ
k =1
k
= M puesto que tr (R ) = M . Como usualmente en la literatura
z = x − x σ denota una variable estandarizada, la notación de Z en lugar de X en
(B.36) queda justificada.
– 302 –
APÉNDICE C – LA FUNCIÓN JETOGÉNETICA
Un jet suele simularse de manera estándar por medio de una función gaussiana,
la cual presenta un máximo central y es simétrica. Para representar el perfil latitudinal
del viento en un jet zonal puede hacerse uso de la expresión
{
u ( y ) ∝ exp − ( y − y 0 ) 2
}
(C.1)
En (C.1) y 0 representa alguna latitud particular. Bajo estas condiciones la vorticidad de
eje vertical será
> 0

ζ = − ∂u ∂y ∝ ( y − y 0 ) u ( y )= 0
< 0

y > y0
y = y0
(C.2)
y < y0
de manera que la vorticidad ζ es ciclónica (anticiclónica) en el flanco polar (ecuatorial)
del jet, resultado válido para ambos hemisferios. La Figura C.1 a) muestra esta
configuración, señalando la corriente en chorro central y la vorticidad de eje vertical.
– 303 –
Figura C.1 – a) Vista superior de la representación esquemática de un jet, por medio de
una función gaussiana. La flecha negra marca la posición de la corriente central, y las
flechas curvas a ambos lados denotan la cortante, relacionada con la vorticidad de eje
vertical, que es ciclónica (entrante, HS) en el flanco polar, y anticiclónica (saliente, HS)
en el flanco ecuatorial; b) Representación esquemática en altura con la ubicación de las
zonas de convergencias y divergencias en torno a un núcleo de viento máximo que se
desarrolla dentro de un jet. La región grisada tiene por objeto representar al núcleo de
máxima intensidad de viento.
Es frecuente que dentro de los jets se establezcan núcleos de intensidad máxima
de viento (jet streaks) que juegan un papel preponderante en la evolución y el
decaimiento de los sistemas sinópticos y de escalas menores. Cuando las parcelas de
aire ingresan al núcleo de viento máximo se aceleran, mientras que lo contrario ocurre
en el egreso. En primera aproximación las componentes ageostróficas pueden estimarse
por la teoría cuasigeostrófica a partir de la relación [Newton, 1959; Shapiro & Kennedy,
1981; Bluestein, 1993]
– 304 –
va =
siendo
va
y
vg
dv g
1
zˆ ×
dt
f
(C.3)
las componentes ageostróficas y geostróficas del viento,
respectivamente, v = v g + v a , f el parámetro de Coriolis, y dv g dt la derivada
individual estimada a partir del viento geostrófico, i.e. dv g dt = ∂v g ∂t + v g • ∇v g . A
la entrada (salida) del núcleo máximo la partícula se acelera (desacelera). Se tendrá
entonces que v a está dirigido hacia el flanco ciclónico (el sur en el HS si el viento sopla
desde el oeste) del jet en la entrada, y hacia el flanco anticiclónico (norte, HS) en la
salida (ver Figura 3.28 a). De esta forma en el flanco ciclónico habrá exceso de masa, y
por ende convergencia. Si se supone que en la tropopausa la velocidad vertical es nula,
por balance masa en el flanco anticiclónico existirá divergencia. Así, en la región de
entrada esta configuración establece una circulación térmicamente directa, con aire
caliente (frío) que asciende (desciende) en el flanco anticiclónico (ciclónico). Utilizando
los mismos argumentos se tendrá una circulación térmicamente indirecta en la región de
salida El esquema mostrado en la Figura C.1 b) resume estos conceptos.
Por definición, un jet presenta una corriente de vientos más intensos que los de
su entorno. Si se considera que dicha corriente fluye hacia el este V = U ( x, y, z )xˆ y
exactamente en el núcleo se satisfará
 ∂U ∂U
 ∂y = ∂z = 0

∇ 2U < 0
 x
– 305 –
(C.4)
donde ∇ 2x significa que el laplaciano se calcula a x constante. Si dentro del jet existe
un núcleo de viento máximo exactamente en el centro de este núcleo se tendrá
 ∂U ∂U ∂U
 ∂x = ∂y = ∂z = 0

∇ 2U < 0

(C.5)
Una forma de medir la proximidad de las parcelas al jet está dada por
(
d 2
∇ xU
dt
)
(C.6)
puesto que cuando la cantidad anterior es negativa las parcelas se estarán acercando al
jet, mientras que si es positiva se alejarán de él . De igual manera
(
d 2
∇U
dt
)
(C.7 )
indicará la proximidad de las parcelas al núcleo de intensidad de viento máximo
inmerso en el jet. En directa analogía con la función frontogenética pueden definirse las
funciones jetogenéticas tanto para el jet como para el núcleo de viento máximo dentro
de él como
J=
d
(
− ∇ 2xU )
dt
– 306 –
(C.8)
JS =
(
d
− ∇ 2U
dt
)
(C.9)
respectivamente, y se incluye el signo menos para que las cantidades entre paréntesis
sean positivas cuando las parcelas se aproximan a ellos.
Es conveniente reformular las ecuaciones (C.8) y (C.9) . En primer lugar, se
verifica fácilmente que
∂ 2
∂U
∇ xU = ∇ 2x
∂t
∂t
(
)
(C.10)
en virtud de que las variables espaciales y temporales son independientes entre sí.
Asimismo
d 2
∂U
∇ xU = ∇ 2x
+ (v • ∇ )∇ 2x U + ∇ 2x (v • ∇U ) − ∇ 2x (v • ∇U )
∂
dt
t
(
)
(C.11)
Invirtiendo los signos a ambos lados de la igualdad y agrupando el primer y el tercer
término del lado derecho se tiene que
(
)
d
 dU 
2
2
− ∇ 2xU = −∇ 2x 
 − (v • ∇ )∇ x U + ∇ x (v • ∇U )
dt
 dt 
(C.12)
Similarmente, (C.9) puede transformarse para obtener
(
)
d
 dU 
2
2
− ∇ 2U = −∇ 2 
 − (v • ∇ )∇ U + ∇ (v • ∇U )
dt
 dt 
– 307 –
(C.13)
Los últimos dos términos a la derecha de (C.12) y (C.13) incluyen términos advectivos.
En efecto − (v • ∇ )∇ 2U y − (v • ∇ )∇ 2xU representan las advecciones de las máximas
velocidades del jet, mientras que ∇ 2 (v • ∇U ) y ∇ 2x (v • ∇U ) representan los máximos
(o mínimos) del jet advectado.
Para llegar a una interpretación de (C.12) y (C.13) es necesario conocer dU dt ,
expresión que se obtiene de la ecuación de movimiento
dU
1 ∂p
= fV −
+ Fx
ρ ∂x
dt
(C.14)
Usualmente el parámetro de Coriolis f se desarrolla en serie de Taylor en torno a algún
punto conveniente y 0 . Reteniendo sólo los términos hasta primer orden se tiene
f ( y ) = f 0 + β 0 ( y − y0 )
(C.15)
con β ( y ) = df dy y β 0 = β ( y 0 ) . Si en (C.13) se escribe a V como la composición de
sus componentes geostrófica y ageostrófica, i.e. V = V g + Va , y se hace uso de (C.15) se
obtiene
dU
1 ∂p
= f 0V g + f 0Va + β 0 ( y − y 0 )V −
+ Fx
dt
ρ ∂x
(C.16)
y los términos subrayados se cancelan entre sí por balance geostrófico, de manera que
– 308 –
dU
= f 0Va + β 0 ( y − y 0 )V + Fx
dt
(C.17 )
El cálculo de ∇ 2 (dU dt ) para el primer y tercer término a la derecha de la
relación anterior es trivial. Por otro lado, si se utiliza una variable genérica xi (i = 1,2,3)
para denotar a x, y y z se tendrá que


∂
[β 0 ( y − y0 )V ] = β 0  ∂y V + ( y − y0 ) ∂V 
∂xi 
∂xi
 ∂xi
(C.18)
 ∂y ∂V
∂ 2V 
∂2
[
(
)
]
(
)
+
−
−
=
y
y
β
β
2
y
y
V

0
0
0
0
∂xi2 
∂xi2
 ∂xi ∂xi
(C.19)
Utilizando (C.19) y agrupando para i = 1,2,3 se llega a que

 ∂V
+ ( y − y 0 )∇ 2V 
∇ 2 [β 0 ( y − y 0 )V ] = β 0 2

 ∂y
(C.20)
De esta forma
∇2

 ∂V
dU
+ ( y − y 0 )∇ 2V  + ∇ 2 Fx
= f 0 ∇ 2Va + β 0 2
dt

 ∂y
y similarmente
– 309 –
(C.21)
∇ 2x

 ∂V
dU
+ ( y − y 0 )∇ 2xV  + ∇ 2x Fx
= f 0 ∇ 2xVa + β 0 2
dt

 ∂y
(C.22)
Si ahora se considera que y = y 0 en el eje del jet, y además se supone que los
términos advectivos en (C.12) y (C.13) son nulos, se tendrá finalmente
J ( y 0 ) = − f 0 ∇ 2xVa − 2 β 0
∂V
− ∇ 2x Fx
∂y
J S ( y 0 ) = − f 0 ∇ 2Va − 2 β 0
(C.23)
∂V
− ∇ 2 Fx
∂y
(C.24)
Bajo las suposiciones efectuadas, las ecuaciones (C.23) y (C.24) expresan cómo
varía la intensidad del jet, tanto en su eje como en su núcleo máximo, con el tiempo.
Usualmente los dos últimos términos a la derecha de la igualdad en ambas ecuaciones
pueden ser despreciados en la atmósfera libre frente al primero de ellos. Reteniendo
entonces solamente el primero de los términos existirá jetogénesis (jetólisis) en las
regiones de mínimos (máximos) de la componente ageostrófica Va esto es, la
componente perpendicular a la dirección del jet.
La ecuación (C.24) indica que el núcleo de viento máximo se propagará
corriente abajo. La componente ageostrófica Va está dirigida hacia el flanco ciclónico
del jet en la región de entrada y hacia su flanco anticiclónico en la región de salida.
Escribiendo
Va = Va ( x ) yˆ ,
para
el
Hemisferio
Sur
se
tiene
que
Va = −Vmax yˆ (Va = Vmax yˆ ) en algún lugar de la región de entrada (salida). Así, la
– 310 –
componente ageostrófica pasa de un mínimo a un máximo, y por continuidad en alguna
región ubicada entre las de entrada y salida Va ≈ 0 . En consecuencia, Va ( x ) tendrá un
mínimo en la región de entrada con ∇ 2Va > 0 , de manera que J S ( y 0 ) < 0 en tal región,
mientras que lo contrario ocurre en la región de salida. Para ambos hemisferios, la
presencia de un máximo en la componente ageostrófica perpendicular a la dirección del
jet resulta en J S ( y 0 ) > 0 . Por continuidad, la presencia de un máximo de Va ( x )
establece que existirá al menos una velocidad de igual dirección y de sentido contrario
por encima o por debajo del núcleo del jet.
– 311 –